Suche nach isomerem Protonenzerfall in Ni

Suche nach isomerem
Protonenzerfall in 54Ni
Diplomarbeit
von
Kerstin Geibel
Institut für Kernphysik (IKP)
Universität zu Köln
2007
Inhaltsverzeichnis
1 Grundlagen
1.1 Isospinsymmetrie und Spiegelkerne . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Protonenemission . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3 Zwei-Protonen-Emission . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2 Ergebnisse zu
54
Ni
4
4
5
6
8
3 Grundidee des Experimentes
11
4 Aufbau des Strahlrohrs L45
14
4.1 Vakuum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
4.2 Masseverbindungen und Erdung . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
5 Detektoren
5.1 Doppelseitiger Silizium-Streifen-Detektor . . . . . . . . . . . .
5.2 Neutronendetektoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3 Gammadetektoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
25
25
27
27
6 Elektronik
28
6.1 Signalverarbeitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
6.2 Triggerverarbeitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
7 Vorversuche mit dem DSSSD
34
7.1 Quellenmessungen mit DSSSD-Detektoren . . . . . . . . . . . 34
7.2 Optimierung der Signale von Sun14 . . . . . . . . . . . . . . . 36
8 Strahlzeit
8.1 Eichmessung . . . . . . .
8.2 Auswertung . . . . . . .
8.2.1 γ-Spektren . . . .
8.2.2 DSSSD-Spektren
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38
38
41
41
47
9 Zusammenfassung und Ausblick
59
10 Danksagung
68
1
2
Im Rahmen des RISING-Projektes (Rare Isotopes Investigations) [Ris] an
der GSI begann ab Februar 2006 eine Experimentserie zur Untersuchung
von Kernen mit hohen Isospinwerten, darunter auch die Untersuchung des
neutronenarmen Schalenmodellkernes 54 Ni. In 54 Ni wurde ein langlebiger, isomerer 10+ Zustand mit einer Lebensdauer von τ = 218(4) ns nachgewiesen,
der durch die Isospinsymmetrie und den Vergleich mit dem spiegelsymmetrischen Kern 54 Fe vorhergesagt wurde. Neben dem γ-Zerfall des isomeren 10+
Zustandes mit seinem Verzweigungsverhältnis fand man eindeutige, jedoch
indirekte Evidenz für einen weiteren, sehr seltenen isomeren Zerfall: Die Protonenemission vom 10+ -Zustand in den ersten angeregten Zustand von 53 Co.
−
Der sich anschließende γ-Zerfall des 29 Zustandes in 53 Co wurde eindeutig
in Koinzidenz mit dem54 Ni Isomer beobachtet [Hoi06].
Im Rahmen dieser Diplomarbeit wurde deshalb ein Experiment am Kölner
Tandembeschleuniger aufgebaut, dessen Ziel der direkte Nachweis des isomeren Protonenzerfalles in 54 Ni ist. Darüberhinaus kann mit diesem Experiment
auch nach weiteren Protonenübergangen aus dem isomeren Zustand gesucht
werden: zum einen der Zerfall direkt in den Grundzustand von 53 Co, zum
anderen die Zwei-Protonen-Emission in den Kern 52 Fe. Der Aufbau und die
Inbetriebnahme dieses Experiments fand am Strahlrohr L45 am TandemBeschleuniger des Institutes für Kernphysik der Universität zu Köln statt.
Der Aufbau beinhaltet einen Messplatz mit zwei getrennten Vakuumkammern. Zum Einsatz kamen eine Anordnung von fünf Neutronendetektoren,
zwei hochauflösenden Ge-Detektoren und einem hochsegmentierten, doppelseitigen Si-Streifendetektor. Nach der Installation des Experimentes an einem
neuen Messplatz wurde im Juli 2007 eine erste Messung zum Nachweis des
isomeren Protonenzerfalls durchgeführt.
3
1
1.1
Grundlagen
Isospinsymmetrie und Spiegelkerne
Spiegelkernpaare zeichnen sich dadurch aus, dass die Protonenzahl des einen
Kerns gleich der Neutronenzahl des anderen ist. Sie haben deswegen die
54
gleiche Nukleonenzahl. Das System 54
28 Ni26 und 26 F e28 ist ein solches Spiegelkernpaar. Spiegelkernpaare besitzen aufgrund der ladungsunabhängigen,
starken Kernkraft sehr ähnliche Energieniveaus, deren relative Abweichungen in erster Ordnung durch die Coulombwechselwirkung erklärt werden.
Da Proton und Neutron bis auf den Ladungsunterschied ein sehr ähnliches
Verhalten zeigen, wurde von Heisenberg vorgeschlagen das Proton und das
Neutron als zwei Unterzustände eines Teilchens - dem Nukleon - zu betrachten. Das Nukleon besitzt einen Isotopenspin, und das Proton und Neutron
unterscheiden sich nun durch eine Quantenzahl, die Projektion des Isospins
auf die z-Koordinate: die Isospinkoordinate tz . In der Kernphysik wird oft
die folgende Konvention für die Isospinkoordinate verwendet: Das Proton hat
tz = − 21 und das Neutron hat tz = 21 .
Die Isospinsymmetrie wird durch die unterschiedliche Ladung von Neutron
und Proton gebrochen. Die gebrochene Isospinsymmetrie ist im Experiment
z.B. durch kleine Massenunterschiede von Grundzuständen der Spiegelkernpaare und durch Unterschiede in den Energien der angeregten Zustände dieser Paare nachweisbar. Die Unterschiede in den Anregungsenergien der Spiegelkernpaare werden Mirror Energy Differences (MED) genannt [War06].
Aus der Untersuchung dieser MED lassen sich sehr detaillierte Eigenschaften
der beteiligten Kerne ableiten wie z.b. die relative, räumliche Orientierung
der besetzen Orbitale im Rahmen des Schalenmodells oder die drehimpulsabhängige Veränderung der geometrischen Konfiguration von Protonen und
Neutronen. Bei genauerer Untersuchung können neben der Coulombwechselwirkung noch andere Effekte, die sogenannten Nuclear Isospin Breaking
Effects (NIB), Unterschiede in den Spiegelkernen verursachen. Die Untersuchung von 54 Ni im Zusammenhang mit dem Spiegelpartner 54 Fe ist hier
besonders interessant. Hier werden von der Theorie klare und eindeutige NIBEffekte für die f 27 - Region, also gemäß des Schalenmodells für Kerne die erste
Unterschale der pf-Schale, die 54 Ni für die Protonen abschließt [Gad06], vorhergesagt. Dies war u.a. die Motivation für das 54 Ni Experiment innerhalb
des RISING-Projektes.
4
1.2
Protonenemission
Für protonenreiche Kerne exisitieren mehrere Möglichkeiten, sich dem Stabilitätstal anzunähern:
• β + -Zerfall bzw. Elektroneneinfang
• β-verzögerter 1p, 2p, 3p-Emission und α-Zerfall
• direkter 1p, 2p -Zerfall und α-Zerfall
• Emission von schweren Clustern
• Spaltung bei sehr schweren Kernen
β-verzögerte Protonenemission ist schon länger bekannt. Bei diesem Zerfall werden Protonen aus hoch angeregten, protoneninstabilen Zwischenzuständen emittiert, die vorher über einen β + -Zerfall populiert werden. Die
Zustände liegen an oder über der Potentialbarriere für Protonenemission.
Auch nach diesem Protonenzerfall können im Tochterkern wieder protoneninstabile Zustände populiert werden, was zu 2p-Emission führt.
1970 machte man die Entdeckung einer direkten Protonenemission. In Harvell wurde erstmalig der Prozess gefunden, bei dem ein Isomer unter Protonenemission zerfällt: Ein isomerer, langlebiger Zustand in 53 Com emittiert
−
−
aus einem 19
Niveau, also dem Zustand mit einem Spin von 19
und ei2
2
52
ner negativen Parität, in den Grundzustand von Fe mit einer Energie von
1.59MeV [Cer70]. Zu dieser Zeit erwartete man die Entdeckung vieler neuer
isomerer Protonenemissionen.
1981 machte man die nächste Entdeckung auf dem Gebiet der seltenen Protonenzerfälle. Am Geschwindigkeitsfilter SHIP der GSI wurde die Protonenemission aus dem Grundzustand - was bis zu diesem Zeitpunkt noch nie beobachtet wurde - von 151 Lu detektiert [Hof81]. In den folgenden Jahren wurden
etwa 30 weitere Beispiele für die Protonenradioktivität gefunden. Stets hatten die zerfallenden Kerne eine ungerade Ordnungszahl Z, d. h. sie enthielten
eine ungerade Zahl von Protonen. Aufgrund der Protonenpaarungsenergie
ist es für die Protonen im Atomkern energetisch günstiger, Paare zu bilden.
Bei ungeradem Z ist ein Proton überzählig und kann bei Protonenüberschuss
aus dem Kernpotential heraustunneln. Im Zusammenhang mit diesen Ergebnissen ist die direkte Protonenemission aus 54 Ni, das eine gerade Protonenund Neutronenzahl enthält, von besonderer Bedeutung.
Ab 1992 gab es einen starken Anstieg von erfolgreichen Protonenradioaktivitätsmessungen. Bedingt durch die Entwicklungen von ortsempfindlichen,
großflächigen, doppelseitigen Silizium-Streifen-Detektoren (siehe Kapitel 5.1)
5
konnte die neue Nachweismethode des Recoil-Decay-Taggings in der Spektroskopie dieser extrem seltenen Zerfälle erfolgreich entwickelt und angewendet
werden. Die Untersuchung isomerer Protonenaktivität steht nach wie vor im
Fokus aktueller Forschung, wobei die Messungen mit dem Kern 54 Ni in die
Nähe der historischen Wurzeln um 53 Com und der ersten Bestimmung einer
Protonenemissionen führen.
Eine notwendige Bedingung für die Protonenemission ist ein positiver QP Wert:
QP = (MZ+1 − MZ − mp − me ) · c2 > 0
(1)
wobei QP , die Massendifferenz der benachbarten Isotone von Mutter- und
Tochterkern ist, mit MZ+1 , der Masse des Mutterkerns, MZ Masse des Tochterkerns, mp Protonenmasse und me der Elektronenmasse. Die Halbwertszeit
für die Protonemission ergibt sich aus der Übergangswahrscheinlichkeit λ:
λ = ln
2
=ν ×P
T1
(2)
2
mit ν, dem Frequenzfaktor und P, dem Transmissionsfaktor, der wiederum
den Gamowfaktor Gjl enthält:
P = Pjl = e−2Gjl
(3)
mit
Gjl =
r
2m
h̄2
Z
Rout
Rin
1
Vjl (r) + VCoul (r) + Vl (r) − QP,nucl 2 dr
(4)
mit Vjl (r), dem Kernpotential, VCoul (r), dem Coulombpotential und Vl (r),
dem Zentrifugalpotential, wobei das Integral über den energetisch verbotenen
Bereich berechnet wird.
Die rechnerische Betrachtung der Protonenemission ist also sehr stark an die
des α-Zerfalls angelehnt und wird im Prinzip genauso gehandhabt.
1.3
Zwei-Protonen-Emission
Die Möglichkeit einer Zwei-Protonenemision vom Grundzustand eines neutronenarmen Kernes mit gerader Ordnungszahl wurde erstmals von Goldanskii 1960 in Betracht gezogen. Er stellte fest, dass es energetisch für den Kern
möglich wäre, zwei Protonen zugleich entweder als 2 He-Cluster oder in zwei
verschiedenen Seperationsprozessen zu emittieren. Später wurde vorgeschlagen, dass dafür isomere Vielteilchenzustände in Frage kommen könnten, so
wie sie bei 53 Co auftreten.
6
Die simultane Zwei-Protonen-Emission aus dem Grundzustand für geradeZ Kerne ist nur beobachtbar, wenn die sequentielle Emission von zwei unabhängigen Protonen energetisch verboten ist. Dies ist für einige protonenreiche Kerne in der Massenregion A = 40-50 möglich. Durch die zusätzliche
Stabilität durch den Gewinn an Paarungsenergie ist die Masse des geraden-Z
Zwei-Protonen-Emitter kleiner als die Masse der ungeraden-Z Ein-ProtonenZerfallstochter. Dadurch ist die Ein-Protonenemission verboten und nur der
simultane Zwei-Protonen Zerfall ist möglich.
Der erste Nachweis von Zwei-Protonen-Zerfall und damit einer neuen Form
der Radioaktivität gelang erstmals für 45 Fe in zwei unabhängigen Experimenten am Beschleunigerlabor GANIL in Caen, Frankreich, und bei der GSI,
Darmstadt. Beide Experimente verwendeten die Projektilfragmentation eines stabilen 58 Ni Strahls mit einem Beryllium- (GSI) oder einem Nickel(GANIL)Target. Die 54 Fe Fragmente wurden mit einem Fragmentseparator
(FRS) selektiert, in einem Si-Detektor implantiert und gemessen. Der Zerfall
des 45 Fe wurde nach der Implantation ebenfalls mit den Siliziumdetektoren
nachgewiesen. Das GSI-Experiment identifizierte vier Zerfälle 45 Fe mit einer
Zerfallsenergie von 1.1 MeV. Das GANIL Experiment hat 12 korrelierte ZweiProtonen-Zerfälle mit der gleichen Energie nachgewiesen. Die Halbwertszeit
von 3.8 ms wurde in beiden Messungen bestimmt. Die beiden Werte stimmen
sehr gut überein, siehe auch [Gio04] und [Pfü02].
7
Energie[keV]
146.2(2)
452.2(2)
1227.3(2)
1392.2(2)
3240.5(3)
3386.3(5)
Übergang
10+ → 8+
6+ → 4+
4+ → 2+
2+ → 0+
8+ → 6+
10+ → 6+
Tabelle 1: Isomere Übergänge aus
2
Ergebnisse zu
54
54
Ni von [Hoi06]
Ni
Bis zum Jahre 2005 waren die Energielevel in 54 Ni nur bis zum 6+ Zustand
bekannt, siehe [Yur04] [Yam05]. Das bereits untersuchte Schema von 54 Fe
ließ allerdings noch höhere Energielevel vermuten. Insbesondere wollte man
einen isomeren 10+ -Zustand in 54 Ni suchen, der analog zu dem bekannten
10+ -Zustand im Spiegelkern 54 Fe existieren sollte. Die Lebensdauer des isomeren 10+ -Zustandes beträgt τ = 525(10) ns im 54 Fe. Die Stopped-BeamKampagne innerhalb des RISING- Projektes an der Gesellschaft für Schwerionenforschung (GSI) in Darmstadt sollte näheren Aufschluss darüber bringen und die Übergangsstärken B(E2; 10+ → 8+ ) und B(E4; 10+ → 6+ )
für die Zerfälle aus dem 10+ -Isomer bestimmt werden. Das SIS-Synchroton
bei der GSI produzierte einen 58 Ni-Strahl mit einer Energie von 550 MeV
.
u
Die beschleunigten Teilchen wurden mittels des Fragmentseparators (FRS)
getrennt und identifiziert. Letztlich wurden die herausgefilterten 54 Ni-Kerne
mg
in einem 4 mm dicken 9 Be-Target (1032 cm
2 ) gestoppt und γ-spektroskopisch
mit 15 Germanium-Cluster-Detektoren (Typ: Euroball) untersucht. Ausgehend vom Levelschema von 54 Fe wurden 6 bzw. 5 Peaks im 54 Ni-Spektrum
erwartet (siehe Abb.: 1). Folgende verzögerte γ-Übergänge hat man dabei beobachtet: 146, 451, 1227, 1327, 1392, und 3241 keV. Diese Übergänge hatten
alle die gleiche Lebensdauer von 218 ns. Die Übergänge von 451, 1227, und
1392 keV sind Teil der bekannten 6+ → 4+ → 2+ → 0+ Zerfallskaskade
in 54 Ni (s. Tab. 1).
Die 3386.3 keV-Linie vom 10+ → 6+ Übergang war vom Verzweigungsverhältnis allerdings zu klein, um identifiziert werden zu können.
Um sicherzustellen, dass die gemessenen Linien im Spektrum auch alle von
der 54 Ni-Kaskade herrühren, wurden γγ-Matrizen erstellt, die die Koinzidenzen zeigen.
Neben den erwarteten Linien wurde darüber hinaus noch eine Linie bei
1327 keV gesehen, die allerdings nicht in den γγ Matrizen wiedergefunden
8
Abbildung 1: Ausschnitte aus den Termschemata des Spiegelkernpaares 54 Ni und 54 Fe
[Hoi06]. Zusätzlich eingezeichnet sind die möglichen Protonenzerfälle des 10+ -Isomers in
54
Ni mit den möglichen Zuständen der Nachbarkerne 53 Co und 52 Fe. Die vier roten Fragezeichen markieren experimentell noch nicht bestimmte Grössen: (i) Die Multipolaritäten
der Übergänge in 54 Ni, (ii) die Lebensdauer des 6+ -Zustandes in 54 Ni, (iii) der direkte
Nachweis des Ein-Protonen-Zerfalls des 10+ -Isomers in den Tochterkern 53 Co mit möglicherweise zwei Protonenenergien von Eproton = 1.28 MeV und Eproton = 2.607 MeV, (iv)
der mögliche Nachweis eines sehr exotischen Zwei-Protonen-Zerfalls des 10+ -Isomers in
den Tochterkern 52 Fe mit einer Energie von 0.997 MeV. Gegenstand der vorliegenden Arbeit ist die Suche nach dem Ein-Protonen-Zerfalls des 10+ -Isomers in den Tochterkern
53
Co mit einer Protonenenergien von Eproton = 1.280 MeV.
werden, also nicht von 54 Ni herrühren können. Die Spektren sind Z=28 gated, so dass sicher ist, dass nur Nickel im Be implantiert wurde. Damit ist es
auch möglich, dass die Fragmentationsprodukte 53 Ni und 55 Ni die Reaktionskammer erreichen. Jedoch ist der Fragmentationswirkungsquerschnitt sehr
klein und eine viel zu geringe Menge von 53 Ni wird produziert. Die gemessene Peakhöhe kann damit nicht erklärt werden. Im bekannten Niveauschema
von 55 Ni gibt es keine Hinweise auf einen langlebigen isomeren Zustand, was
durch Gating auf die Grundzustandsübergänge leicht herauszufinden ist. Eine andere Erklärung könnten sekundäre Kernreaktionen an anderen Stellen
im Experimentaufbau sein, allerdings sind auch hier die Fragmentationswirkungsquerschnitte zu niedrig, um das gemessene Signal zu erklären.
Eine sehr plausible Erklärung für die 1327 keV-Linie wäre das folgende Szenario: der isomere 10+ -Zustand des 54 Ni zerfällt nicht nur über γ-Quanten
in tieferliegende Zustände, sondern das 10+ -Isomer zerfällt auch durch die
Emission eines Protons in den Nachbarkern 53 Co. Der isomere Protonenzer−
fall populiert dabei den bekannten, ersten angeregten Zustand 29 von 53 Co,
9
und die beobachtete 1327 keV-Linie stammt von der weiteren Abregung in
den Grundzustand von 53 Co. Bei dem Protonenzerfall aus dem 10+ -Zustand
von 54 Ni wird das Proton mit einer Energie von 1277 keV emittiert. Der dabei entstehende angeregte Zustand in 53 Co zerfällt dann prompt mit einer
γ-Energie von 1327 keV in den Grundzustand.
Da bei dem RISING Experiment nur γ-Zerfälle gemessen wurden, ließen sich
keine weiteren Aussagen über den vermuteten Protonenzerfall machen. Es
konnte jedoch theoretisch abgeschätzt werden, dass neben der Protonenemis−
sion in den ersten angeregten Zustand 92 von 53 Co auch der Protonenzerfall
−
in den 72 Grundzustand von 53 Co möglich ist. Es kann sogar eine ZweiProtonen-Emission zu 52 Fe existieren. Aus diesen Gründen beschloss man,
die isomeren Protonenzerfälle des 10+ -Isomers in 54 Ni in einem dedizierten
Experiment am Kölner Tandembeschleuniger zu vermessen.
10
Abbildung 2: Prinzipieller Aufbau des Experimentes
3
Grundidee des Experimentes
Zur Population des 10+ -Isomers in 54 Ni verwendet man die Fusionverdampfungsreaktion zwischen 32 S und 24 Mg, die den angeregten Compoundkern
56
Ni erzeugt (32 S +24 Mg →56 Ni∗ ). Der Zwei-Neutronen-Evaporationskanal
populiert dabei den gewünschten Endkern 54 Ni. Bei einer Einschussenergie
im Labor von 90 MeV wird dieser 2n-Kanal mit einer geringen Wahrscheinlichkeit von 0, 0227% angereichert [Lis]. Das Isomerenverhältnis für das 10+ Isomers in 54 Ni ist bei dieser Reaktion nicht bekannt. Von Interesse sind
die isomeren Zerfälle des 10+ -Zustandes von Abb. 1, die wegen der langen
Lebensdauer und der hohen Rückstoßgeschwindigkeit von vc = 4.4% der 54 NiKerne jedoch nicht mehr innerhalb des Targets oder der Targetkammer zerfallen.
mg
24
Es wird mit einem 32 S-Strahl auf ein 0, 278 cm
Mg-Target, welches
2 dickes
sich in der ersten Targetkammer (siehe Abb. 2) befindet, geschossen. Die
Strahlenergie des 32 S beträgt 90 MeV. In der Targetkammer befindet sich
eine Targetleiter mit vier Positionen, auf denen Targets angebracht und die
je nach Bedarf in den Strahl bewegt werden können. Der Strahl und die
Reaktionsprodukte bewegen sich dann weiter in eine zweite Vakuumkammer,
die sogenannte CD-Kammer. In dieser Kammer befindet sich der CD-förmige
Protonendetektor, ein Double-Sided-Silicon-Strip-Detector, DSSSD.
Im Eingang zur CD-Kammer passieren die Teilchen zunächst eine Abbremsfolie, die aus 3 µm dickem Tantal besteht. Sie dient dazu, die Reaktions11
Abbildung 3: Inneres der CD-Kammer - mit Blick auf den DSSSD, in dessen
Mitte der Zylinder zu sehen ist, auf dem die Abbremsfolie angebracht ist.
Zentral davor ist die Catcherfolie auf dem Targetrad positioniert.
produkte der Fusionsreaktion abzubremsen, so dass sie mit einer geringeren kinetischen Energie in einer Catcher-Folie hinter dem DSSSD, den sie
als nchstes durchqueren, eingefangen werden können. In der Mitte der Abbremsfolie befindet sich ein Loch mit einem Durchmesser von 8 mm, das den
größten Teil des Hauptstrahls durchlässt. Sie ist auf einem Zylinder befestigt,
der so gefertigt ist, dass er passgenau durch die Mitte des CD-förmigen Protonendetektor reicht, durch den sich die ankommenden Teilchen als nächstes
bewegen. Der Zylinder soll den Detektor vor dem ihn durchkreuzenden Strahl
schützen, auch ist die Halterung des Detekors derart montiert, dass sie ihn
von dem Hauptstrahl abdeckt. Hinter dem Detektor ist ein Targetrad installiert, auf dem sich Blenden für die Strahlfokussierung und die Catcherfolie
befinden. Diese werden mittig in den Strahl gedreht. Auf einer der Positionen
des Targetrads sitzt die Catcherfolie, die aus 5 µm dickem Nickel besteht und
ebenfalls ein 8 mm großes Loch in der Mitte hat, um den primären Strahl
durchzulassen. Die abgebremsten 54 Ni- Kerne und andere Fusionsprodukte
werden nach einer Flugzeit von 22, 7 ns in der Catcherfolie gestoppt. Die mittlere Eindringtiefe der Ni-Kerne beträgt dabei 1.5±0.03 µm. Isomere Protonen
können nun in Richtung DSSSD emittiert und nachgewiesen werden.
Zur Überprüfung der Fusionsreaktion wird sowohl an der Target- als auch an
der CD-Kammer je ein hochauflösender Germaniumdetektor für den Nach-
12
weis von γ-Quanten eingesetzt. An der Targetkammer steht der Ge-Detektor
im rechten Winkel zum Strahl, an der CD-Kammer ist der zweite Ge-Detektor
mit 45◦ zur Strahlachse in Bezug auf die CD-Kammer ausgerichtet. Ein wichtiger Bestandteil des Experimentes sind 5 Neutronendetektoren, die unter
Vorwärtswinkeln unter 37◦ geneigt gegen die Strahlrichtung angebracht sind
(siehe Abb. 4). Da bei der Fusionsreaktion von 32 S und 24 Mg nur mit einer sehr geringen Wahrscheinlichkeit der gewünschte Verdampfungsrestkern
54
Ni erzeugt wird, muss man die Neutronendetektoren verwenden, um den
Zwei-Neutronenkanal zu selektieren.
13
4
Aufbau des Strahlrohrs L45
Das Ziel der vorliegenden Diplomarbeit war es, das Experiment zur Suche
nach dem Protonenzerfall aus dem 10+ Isomer in 54 Ni am Strahlrohr L45 des
Kölner Tandembeschleunigers aufzubauen und zu optimieren. Bild 4 zeigt
den ersten CAD-Entwurf vom Aufbau.
Vom Tandembeschleuniger aus kommend wird der Strahl zunächst nach dem
Verteilermagnet von einer Quadrupol-Triplett-Linse fokussiert. In der Abbildung ist daneben ein Würfel eingezeichnet, der zur Einstellung und weiteren
Überprüfung der Strahlpulsung dient. Das Strahlrohr wird von zwei Vakuumpumpständen evakuiert. Neben den Fokussierelementen des Tandems dient
eine Lochblende beim ersten Pumpstand, eine Irisblende (Blende 1) kurz vor
der Targetkammer, zur Ausrichtung des Strahls. Darüberhinaus werden für
das Fokussieren des Strahls Tantalblenden auf der Position der Targetleiter
in der Targetkammer, Blenden vor dem der DSSSD und Blenden auf der
Position des Targetrades in der CD-Kammer und der Faraday-Cup am Ende des Strahlrohres verwendet. Die isoliert aufgehängten Blenden und Cups
werden dazu mit den Amperemetern am Tandemkontrollpult verbunden (s.
Abb 5).
Im Strahlrohr sind insgesamt vier Schieber enthalten, der erste direkt am
Eingang, der zweite hinter dem ersten Pumpstand, vor der Irisblende und
beim zweiten Pumpstand, so dass Teile des Rohres einzeln evakuiert werden
können.
Die Abb. 6 bis Abb. 9 zeigen eine Serie von Abbildungen, die den Aufbau
der einzelnen Komponenten des Strahlrohrs bis zu seiner Fertigstellung dokumentieren.
Das alte Strahlrohr musste zunächst entfernt werden, da die Teile des neuen Strahlrohres größtenteils überarbeitet oder neu hergestellt und danach
wieder eingebaut wurden. Als Halterung für die CD-Kammer und Haltegerüst für die Neutronendetektoren diente ein zweiarmiger Tisch, auf dessen
zweiten Arm ein Germaniumdetektor Platz findet. Mittels eines Theodoliten
und einem neuen an der Wand montiertem Nivelliergerät wurde die korrekte
Ausrichtung der Strahlrohrteile überprüft. Die Montage der neuen Vakuumpumpstände (s.auch nächstes Kapitel) erforderte zusätzliche Leitungen für
Kühlwasser zur Kühlung der Pumpen und Stickstoffflaschen zur Belüftung
des Strahlrohres. Es wurden neue Versorgungsleitungen für die Stromversorgung gelegt. Zum Schluss wurde die CD-Kammer samt Detektor eingebaut,
um eine Beschädigung des DSSSD in dieser Phase zu vermeiden.
14
Abbildung 4: erster CAD-Entwurf des Strahlrohres
15
Abbildung 5: Messtechnik des Strahlrohres
4.1
Vakuum
Um eine optimale Messung durchführen zu können, muss ein gutes Vakuum
von 10−6 mbar im Strahlrohr und den Kammern herrschen. Höhere Drücke
sind gerade beim Betrieb des DSSSD mit Hochspannung ein Problem. Bei
Drücken um 10−3 mbar bis 10−4 mbar reicht die mittlere freie Weglänge des
Restgases aus, um andere Luftteilchen zu ionisieren. Diese treffen dann in
großer Zahl auf den Detektor und können ihn über unkontrollierte Hochspannungsüberschläge beschädigen. Am Strahlrohr wurden zwei Pumpstände
mit jeweils Vor- und Turbopumpe und Getterpumpe für das Experiment in
Betrieb genommen.
Die verwendeten Vorpumpen sind Drehschieberpumpen, die die zu evakuierende Luft durch eine rotierende Scheibe einsaugen, auf Überluftdruck komprimieren und an die Außenluft geben. Sie erreichen Drücke bis zu 10−3 mbar.
Unter diesen Druckbereich schließt sich das Einsatzgebiet der Turbomolekularpumpe oder kurz Turbopumpe an, s. Abb. 10. Sie zählt zu den kinetischen
Gastransferpumpen und beruht auf dem Rotor-Stator-Prinzip. In ihrem Inneren befinden sich Rotorblätter, die mit solch einer Präzision gelagert sind,
daß sie extrem hohe Umlaufzahlen ermöglichen und somit die Restgasanteile hinausdrücken können. Durch die Turbopumpen kann es aber zu einer
Beeinträchtigung der elektronischen Detektorsignale kommen. Turbopumpen
errreichen bei optimal versiegeltem Strahlrohr bis 10−6 mbar Drücke.
Getterpumpen werden dazu genutzt, ein Hochvakuum zu erhalten, nachdem
mittels Vor- und Turbopumpe bereits ein Vakuum von einem Druck im Bereich von 10−5 bis 10−6 mbar geschaffen wurde. Getterpumpen basieren auf
dem Prinzip der Gasbindung, d.h. das Gas, das es zu beseitigen gilt, wird in
der Pumpe im Material gebunden, statt wie bei einer Gastransferpumpe in
die Umgebung ausgeschieden zu werden. Abbildung 11 zeigt den Innenraum
einer solchen Pumpe.
16
(a) altes Strahlrohr vor dem Umbau
(b) Abbau des Strahlrohres
(c) Überarbeitung des gewählten Tisches als Halterung für CD-Kammer und
Neutronendetektoren
(d) Aufbau von Gerüsten für Leitungen
(e) Positionierung der Neutronendetektorenhalterung
Abbildung 6: Aufbau des Experimentierplatzes, Teil 1
17
(a) Platzierung der Targetkammer
(b) stützende Elemente werden aufgestellt
(c) Einbau des Diagnosewürfels im ersten Teil des Strahlrohres, der zur Kontrolle der Pulsung dienen soll
Abbildung 7: Aufbau des Experimentierplatzes, Teil 2
18
(a) Aufbau der Vakuumpumpstände
(b) Einbau der CD-Kammer
(c) Schließen des Rohres und Kalibrierung mit Theodolit und Nivelliergerät
Abbildung 8: Aufbau des Experimentierplatzes, Teil 3
19
(a) Anschließen der Elektronik
(b) Einbau der Neutronendetektoren,
Gammadetektor an Targetkammer
(c) Gammadetektor an CD-Kammer
Abbildung 9: Aufbau des Experimentierplatzes, Teil 4
20
Man sieht ein schleifenförmiges Gebilde, das aus Titan besteht, an das über
die vier Kabelstränge in der Mitte eine Hochspannung gelegt wird. Die Titanbleche selbst sind über das Gehäuse geerdet. Durch die Hochspannung
werden Elektronen beschleunigt.
Zusätzlich wird noch ein Magnetfeld in diesem Driftraum angelegt, so daß die effektive Weglänge der
Elektronen erhöht wird bis sie über ausreichend Energie verfügen Restgasmoleküle zu ionisieren. Diese
driften zum Titanmaterial und werden dort gebunden. Anhand des auftretenden Stroms zwischen Kabelsträngen und Titangehäuse wird überprüft, ob
die Getterpumpe funktionstüchtig ist. Getterpumpen eignen sich gut an Standorten, die nur sehr selten belüftet werden. Die Lebensdauer ist durch die
Aufnahme der Restgasanteile im Titan beschränkt.
Ein großer Vorteil ist ihr geringer Leistungsverbrauch, Abbildung 10: schewas allerdings durch die hohen Anschaffungskosten matischer Aufbau eiwieder kompensiert wird. Getterpumpen sind im Ver- ner Turbopumpe
gleich zu den anderen Pumpen elektronisch sehr rauscharm
und belasten das Netz kaum, deshalb wurden diese Pumpen beim Aufbau der
Messung eingesetzt:
Wie in Abb. 12 zu erkennen ist, war
es zunächst nicht angedacht, am zweiten Pumpstand eine Getterpumpe
zu verwenden. Zunächst wurde nur
eine Getterpumpe installiert, um bei
Nicht-Betrieb des Strahlrohres, das
Vakuum im Rohr damit aufrechtzuerhalten und die restlichen Pumpen auszuschalten. Da es aber möglich
ist, während einer Strahlzeit das Vakuum mit zwei Getterpumpen zu
erhalten und damit störende EinAbbildung 11: Inneres einer Getterflüsse durch die Turbopumpen auf
pumpe
die DSSSD-Signale zu vermeiden,
wurde noch ein zweiter Pumpstand mit einer Getterpumpe versehen.
Belüftet wird das Strahlrohr über Feindosierventile, die einen starken Einstrom in das Rohr und damit eine Beschädigung des Detektors, der Targets und anderer dünner Folien vermeiden. Es wird mit Stickstoff belüftet,
weil dies als Inertgas sich kaum an Oberflächen festsetzt und das Rohr bei
anschließender Evakuierung schneller den Hochvakuumbereich ereicht. Bei
21
Nichtbetrieb des Strahlrohres wurde es ständig evakuiert. Bei der Auswahl
der Materialien innerhalb des Vakuums wurde darauf geachtet, Stoffe, die im
Vakuum ausgasen und es verschlechtern, möglichst nicht einzusetzen. Zum
Beispiel wurde deshalb bei der Signalverkabelung des DSSSD Teflon eingesetzt.
Allein mit Vor- und Turbopumpe konnte im gesamten Strahlrohr dauerhaft
ein Druck von 2 · 10−6 mbar erreicht werden. Wenn zusätzlich die Getterpumpen eingeschaltet wurden, hielt sich das Vakuum sogar bei 9·10−7 mbar. Wenn
für die Messung Vor- und Turbopumpen außer Betrieb genommen wurden
und lediglich die Getterpumpen liefen, erzielte man Drücke von 2 · 10−6 mbar.
4.2
Masseverbindungen und Erdung
Bei der Signalverarbeitung von sehr kleinen Messsignalen, muss der störende
Einfluss von schlechten Masseverbindungen und Erdungen eliminiert werden, um die Voraussetzung für eine sehr gute Energieauflösung in der weiteren Signalverarbeitung zu schaffen. Dazu ist ein gut geerdetes Messsystem
notwendig. Das Ziel der Messung ist, niederenergetische Protonen mit einer
Energie von ca. 1.3 MeV zu messen. Dazu ist es wichtig, das Rauschen der
Elektronik so stark wie möglich zu minimieren, um den Messbereich weit
zu niedrigen Energien auszudehnen. Eine der Hauptaufgaben nach der Installation des Strahlrohres war, die Detektoren, die Signalkabel und die Vorverstärkerelektronik vom Strahlrohr elektrisch zu isolieren und eine saubere,
getrennte Masse zu verwenden. Abb. 13 zeigt die Umsetzung der Isolierung
der CD-Kammer und Targetkammer vom Rest des Strahlrohres (in grün).
Im Strahlrohr sind neben den Gummidichtungen isolierende Flansche für die
elektrische Isolierung in Gebrauch. Innerhalb der Targetkammer findet ein
Teflonring Verwendung, um sie gegen die Halterung zu isolieren.
Der Einfluss der durch Turbopumpen erzeugten Hochfrequenz auf die Elektronik wurde reduziert und die Verkabelung des Experimentes mit dem Stromnetz ist optimiert worden, um andere hochfrequente Einflüsse zu vermeiden.
Dazu wurde die Amplitude des Rauschbandes der DSSSD-Signale nach dem
Hauptverstärkerausgang minimiert und das Signal-zu-Rausch-Verhältnis mit
einem Oszilloskop beobachtet: Es erwies sich als wichtig, die Stromversorgung
der Messelektronik von der Versorgung der Pumpen und der Vakuummesszellen zu trennen. Die weitere elektrische Trennung der verschiedenen Komponenten, das Crate mit der Elektronik an die Steckleisten des Strahlrohres
und die Netzstecker der Pumpen getrennt in die Versorgung an der Hallenwand zu schließen, zeigte keine Veränderung zu der Maßnahme, alle Geräte
an die Stahlrohrversorgungen zu hängen. Auch zusätzliche Masseverbindungen in Form von zusätzlichen Kupferkabeln zwischen der Detektorkammer
22
Abbildung 12: schematische Darstellung der Vakuumanlage (Pumpen und
Ventile) am Strahlrohr
23
Abbildung 13: elektrische Isolierung des Reaktionsbereiches -in grün eingezeichnet
Abbildung 14: Die Targetkammer ist durch einen roten Teflonring elektrisch
gegenüber der Halterung isoliert
und dem Crate waren keine weitere Verbesserung. Auch die Verwendung
eines Trenntransformator und eines Entstörgerätes verbesserten das Rauschverhalten nicht.
Ohne angelegte Spannung an den Detektor erhielt man ein Rauschband von
100 mV an den Hauptverstärkerausgängen des DSSSD. Bei einer angelegten
Spannung von 60 V betrug zunächst das Rauschen 50 mV.
Der stark beeinträchtigende Faktor war die Masseverbindung zwischen den
Blendenverbindungen aus der Targetkammer in den Kontrollraum. Ohne diese Verbindungen verringerte sich das Rauschen um 50%. Aus diesem Grund
wurde bei Strahlbetrieb nach dem Fokussieren die Blendenverbindungen getrennt. Das Rauschband beläuft sich nach diesen Verbesserungen auf 25 −
30 mV.
24
(a) DSSSD-Ringseite
5
5.1
(b) DSSSD -Streifenseite, die Signalstecker für jeweils 16 Streifensignale und 32
Ringsignale von der Rückseite (unten in
der Mitte) sind zu sehen
Detektoren
Doppelseitiger Silizium-Streifen-Detektor
Wichtigster Bestandteil des Versuches ist der Double-Sided-Silicium-StripDetector (DSSSD), mit dem die Protonen von der Protonenemission aus
54
Ni detektiert werden können, hergestellt von der Firma RADCON [Rad].
Der CD-förmige Detektor ist auf der einen Seite in 32 Ringe und auf der
anderen Seite in 64 Mikrostreifen segmentiert, was eine Ortsbestimmung
des Teilchennachweises mit 2048 Sektoren möglich macht. Der Detektor hat
einen inneren Durchmesser von 32 mm und einen äußeren Durchmesser von
85, 04 mm. Der Detektor wird bzgl. des Catchers über einen Winkel von 26◦
im innersten Ring bis zu 52◦ im äußersten Ring abgedeckt. Die Dicke des
DSSSD beträgt 310µm und besteht aus n-dotiertem Silizium als Grundsubstrat. Auf beiden Seiten ist eine stark dotierte Schicht aufdampft (n+ bzw.
p+ ), die direkt mit einem negativen bzw. positiven Kontakt verbunden ist.
Die Dicke der Schichten beträgt auf der Streifenseite 0.48 µm und auf der
Ringseite 1.9 ± 0.2 µm. In diesen Kontakten ist die Dotierungskonzentration
bis zu 1020 Atome/ cm3 hoch, während sich das im Zählervolumen dotierten
Material auf eine Konzentration von 1012 Atome/ cm3 beläuft. Der Aufbau
des Si-Detektors ist in Abb. 15 - nicht maßstabsgetreu - dargestellt. Die
stark dotierten Schichten verursachen bei Anlegen einer Sperrspannung eine
Verarmungszone. Einfallende ionisierende Teilchen erzeugen Elektron-LochPaare, die dann zur Kathode/Anode driften. Die Anzahl thermisch gene25
Abbildung 15: schematischer Aufbau eines Sizilium-CD-Detektors (Schichten
sind nicht maßstabsgetreu) sinngemäß nach [Kra05]
rierter Elektron-Loch-Paare ist bei einem Detektor dieser Bauart um etwa 4
Größenordnungen gegenüber dem Signal unterdrückt.
Zur weiteren elektrischen Verschaltung sind die Kontakte mit Aluminium
versehen.
Die Qualität eines Detektors wird durch sein Rauschverhalten bestimmt. Das
Detektorrauschen stammt von thermisch generierten Elektron-Loch-Paaren,
die an der Rekombination durch das extern angelegte elektrische Feld gehindert werden und an den Elektroden einen Leckstrom, auch Dunkelstrom
genannt, erzeugen. Die Höhe des Leckstroms ist ein Merkmal für den Zustand
des Detektors, da bei längerer Benutzung des Detektors Strahlenschäden zu
berücksichtigen sind, die sich durch zusätzliche Energieniveaus in der Bandstruktur auszeichnen. Denn neben der Reaktion zwischen der einfallenden
Strahlung und den Atomhüllen, die die Elektronen in das Leitungsband
befördert, kann es auch zur Reaktion mit den Atomkernen bzw. mit dem gesamten Atom kommen. Sowohl mittels elektromagnetischer als auch mit starker Wechselwirkung können Fehlstellen, Versetzungen und andere Defekte im
Kristallgitter verursacht werden. Bei besonders hohen Energien der einfallenden Strahlung ist es möglich, dass das getroffene Atom (das Primary-KnockOn-Atom) seinerseits andere Detektoratome anstößt und Clusterdefekte hervorruft. Zusätzlich können aufgrund der starken Wechselwirkung Kernum26
wandlungen im Detektormaterial vonstatten gehen. Deswegen wurde darauf
geachtet, den Detekor vor direktem Strahlbeschuss und Strahlenschäden zu
schützen. Die Aufhängung für den CD-Detektor ist so gestaltet, dass er vom
Primärstrahl nicht getroffen werden kann. Bei längerer Lagerung verbessert
sich die Qualität des DSSSD wieder leicht, da die Gitterstrukturen sich zum
Teil erneut ordnen (Annealing). Für das Experiment wurden zwei Detektoren
(Sun14 und Sun16) auf ihre Eigenschaften getestet. Dies wird in Kapitel 7
geschildert.
5.2
Neutronendetektoren
Zur Detektion von Neutronen werden 5 hexagonale Szintillatoren eingesetzt,
die ursprünglich aus dem NORDBALL-array stammen [Arn90]. Das Detektorbehältnis, selbst aus einer 2 mm Schicht Edelstahl bestehend, enthält 3,33
Liter flüssiges, organisches Szintillationsmaterial des Typs BC-501. Die Innenseite des Edelstahlbehältnisses ist mit einer weissen Reflektorfarbe aus
TiO2 beschichtet. Der Szintillator wird an seiner Rückseite über ein PyrexGlasfenster optisch an einen Photomultiplier (XP2041) gekoppelt, der die
optischen Signale in Photoelektronen umwandelt und zugleich lawinenartig das elektronische Ladungssignal vervielfacht. Die Neutronendetektoren
sprechen auch auf γ-Signale an. Das organische Szintillatormaterial erlaubt
jedoch durch Impulsformdiskriminierung den γ-Anteil von den Neutronensignalen zu unterscheiden, da die Pulsdauer von Neutronen länger ist als
die von Gammas und sich damit die Pulsform ändert. Für die NeutronenGamma-Separation werden spezielle am IKP entwickelte Elektronikmodule
eingesetzt [Rot81].
5.3
Gammadetektoren
Zur Überprüfung der Reaktion, wie oben schon beschrieben, wird je ein Germaniumdetektor an der CD-Kammer und an der Targetkammer eingesetzt.
Beide sind unsegmentierte Standardzähler aus hochreinem, n-dotiertem Germanium, mit einer Effizienz von 80%. Die Betriebspannung liegt bei 5000 V.
27
6
Elektronik
Um die Funktionsweise der Elektronik zu verstehen, wird einerseits der Signalweg betrachtet und getrennt davon die Verarbeitung des Triggers, wie
dies in Abb. 16 und 17 verdeutlicht ist.
6.1
Signalverarbeitung
Die von dem DSSSD ausgehenden Signale müssen verstärkt werden, da sie
eine sehr geringe Amplitude haben. Der Vorverstärker hat die Aufgabe, den
Ladungsimpuls mit einem Operationsverstärker in einer Rückkopplungsschaltung zu verstärken und ein Ausgangssignal zu liefern, das proportional zur
Energie ist. Dazu wird ein kapazitiv rückgekoppelter Operationsverstärker als
Integrator genutzt. Es werden 6 Vorverstärker-Einheiten mit je 16 Kanälen
verwendet, so dass die Ringseite mit 32 Kanälen an 2 Vorverstärker-Einheiten
und die Streifenseite an die restlichen 4 Vorverstärker-Einheiten angeschlossen ist. Diese Vorverstärker entstanden im Eigenbau der Elektronikwerkstatt
des IKP.
Im Hauptverstärker werden die Signale nochmals verstärkt, geformt und
das Signal-Rausch-Verhältnis verbessert. Als Hauptverstärker werden sechs
16 Kanal-NIM-Module der Marke Mesytec Typ STM-16 [Mes] verwendet.
Neben dem Hauptverstärker für die Energiemessung über die Spannungsamplitude besitzen diese Module auch einen Timing-Filter-Amplifier und
Constant-Fraction-Diskriminator für einen Zeit- oder Logikausgang pro ansprechenden Kanal und einen gemeinsamen Oder-Ausgang aller Kanäle. Von
den Streifensignalen des DSSSD werden nur die Energieinformation in einem
spannungsempfindlichen ADC digitalisiert. Bei den Ringsignalen des DSSSD
werden sowohl die maximalen Spannungswerte für die Energiemessung mit
einem ADC (Analog-Digital-Converter) digitalisiert als auch die Zeitsignale,
die mit logischen Signalen der anderen Detektoren kombiniert werden, um damit Zeitdifferenzen mit Hilfe von Start-Stop-Signalen in TDCs (Time-DigitalConverter) zu digitalisieren. Als ADC werden CAEN 32Kanal-Module des
Typs V785, für die Digitalisierung von Zeitsignalen werden bauähnliche Module des Typs V775 benutzt. Die Hauptparameter eines ADC/TDCs sind
seine Auflösung in Bit, die gleichzeitig die Genauigkeitsgrenze für die Umwandlung darstellt. Der CAEN 32Kanal-ADC V785 ist ein 12 Bit ADC. Seine Wandlungsgeschwindigkeit, wovon die maximale Wandlungsrate abhängt,
beträgt 5, 7 µ s pro 32 Kanäle. Die Module enthalten je einen 32 EventBuffer-Speicher, so dass pro Kanal 32 Ereignisse gespeichert werden können,
bevor sie im nächsten Schritt an die Datenaufnahme weitergegeben werden.
28
Abbildung 16: Schaltbild der Signalverarbeitung
29
Abbildung 17: Schaltbild der Triggerverarbeitung
30
Der Ausgang des Current-Out-Kanales der Mesytecmodule ist ein analoges Signal, dessen gestufte analoge Amplitudenhöhe ein Maß für die Menge der gleichzeitig ansprechenden Detektorsignale des einzelnen Modules ist.
Es entspricht somit der Multiplizität der anliegenden Signale. Diese maximale Spannungsamplituden wurde ebenfalls digitalisiert, nachdem sie invertiert wurden. Die fünf Neutronendetektoren können sowohl Neutronen
wie auch γ-Strahlung detektieren. Hier gibt es Energie- und Zeitangaben
(in der Abb. 16 in den unterschiedlichen Zweigen dargestellt). Die Energieinformation wird nur für die Neutronen verwendet, d.h. verstärkt und
in den ADC4 in den Kanälen 0-4 digitalisiert. Die Zeitsignale sowohl der
Neutronen als auch der Gammaquanten durchlaufen zuerst einen ConstantFraction-Diskriminator, werden verzögert und nach ECL-Konvertierung in
den TDC2 der Kanäle 3-7 (γ-Signal) und 10-14 (Neutronen-Signale) weitergegeben. Ebenso werden die Neutronen- und γ-Signale nach dem Diskriminator
an eine Multiplicity-Einheit geschickt, um über die Anzahl der gleichzeitig
ansprechenden Neutronen und γ-Quanten Information zu gewinnen. Unterschieden nach Neutronen- und γ-Multiplizität größer eins oder gleich eins
werden auch diese Informationen verzögert und in TDC2 Kanäle 18, 19, 22,
23 digitalisiert.
Von den beiden Germaniumdetektoren werden sowohl Zeit- als auch Energiesignale aufgenommen, wobei die logischen Zeitsignale außerdem für die
Bestimmung der Triggerbedingung verwendet werden. Die Gammaenergien
werden im ADC4 Kanal 12, 13 digitalisiert.
Die ADCs bzw. TDCs werden von einer VME-basierten CPU, einem PowerPc
in Zusammenarbeit mit einem Triggermodul (Triva 5) [Tri] angesteuert und
von dort an den Messcomputer weitergegeben.
Dieser Aufbau arbeitet mit dem Datenaufnahmesystem Marabou [Mar]. Die
graphische Darstellung der Messspektren erfolgt über das Programm HistPresent, das es ermöglicht online-Analysebedingungen abzufragen und eine
zweidimensionale Darstellung der verschiedenen gemessenen Daten zu erstellen [His].
6.2
Triggerverarbeitung
Die Signalverarbeitung wird von einem Trigger ausgelöst, der die Aufgabe
hat, die physikalisch sinnvollen und interessanten Ereignisse zu selektieren.
Dazu müssen die logischen Signale der Detektoren in verschiedenen Koinzidenzen für das Triggersignal gefordert werden. Wesentlich ist dabei die
Triggerbox, die gleichzeitig verschiedene Triggersignale in unterschiedlichen
Eingängen verarbeitet. Die Triggerbox generiert aus den gleichzeitig anlie31
genden Triggersignalen ein logisches Oder-Signal als Hauptrigger für den PowerPc. Die einzelnen Eingangskanäle der individuellen Triggersignale können
für die weitere Verarbeitung elektronisch untersetzt werden und somit in
Potenzen von 2 abgereichert (Downscaling) werden, so dass nur nach einer
festgelegten Anzahl (32) von Signalinputs in die Triggerbox der Auslesezyklus gestartet wird. Dies geschieht über den Ausgang 6 der Triggerbox. Da die
VME-ADCs und VME-TDCs intern 32 Ereignisse zwischenspeichern können,
wird ein Downscaling von 25 vorgenommen, d.h. erst nach 32 Triggersignalen gibt die Triggerbox dem Triggermodul die Aufforderung, die ADCs und
TDCs auszulesen. Bei den ADCs werden alle Kanäle mit der digitalisierten
Amplitudenhöhe eines Ereignisses gefüllt (keine Nullenunterdrückung) und
mit dem Trigger ausgelesen. Der TDC arbeitet im Common-Start-Modus:
Die Zeitmessung für alle Kanäle wird mit dem Einzeltrigger gestartet, die individuellen, zu messenden Signale aus den jeweiligen ansprechenden Kanälen
beenden die Zeitmessung wieder. Die gesamte Reichweite eines geöffneten
Zeitfensters, das vom TDC bereitgestellt wird, beträgt 1, 2 µs.
Insgesamt laufen 4 Trigger in die Triggerbox.
• Trigger 1: Koinzidenz von DSSSD-Streifensignal-OR + NeutronensignalOR, wobei die CD-Signale um 200ns verzögert sind
• Trigger 2: Koinzidenz von Germaniumsignal an der Targetkammer +
Neutronen-OR, als Monitor für prompte γ-Signale
• Trigger 3: Koinzidenz von Germaniumsignal an der CD-Kammer +
Neutronen-OR, als Monitor für verzögerte γ-Zerfälle bei DSSSD
• Trigger 4: entspricht Trigger 1, wobei die DSSSD-Signale um 400 ns
verzögert sind
Von dem DSSSD werden die Streifensignale als Trigger verwendet. Für das
Neutronentriggersignal sind die fünf Neutronensignale jeweils in einem OR
verschaltet, so dass jedes Neutron in Koinzidenz mit einem Gamma oder
Protonsignal den Trigger starten kann. Zusätzlich muss die zeitliche Abfolge und die Breite der logischen Signal der einzelnen Detektoren wegen der
langen Lebensdauer von 218 ns für den isomeren Protonenzerfall berücksichtigt werden. Beim Aufbau der Logik werden die Signale des DSSSD und der
Germaniumdetektoren zeitlich gekürzt und sind somit zeitbestimmend. Die
zeitlich kurzen Signale des DSSSD oder der beiden Germaniumdetektoren
müssen dann in einem zeitlich längeren Gate von 600 ns liegen, das man aus
den Neutronensignalen erzeugt. Dazu werden alle logischen Signale entsprechend verzögert und verbreitert. Bezüglich der DSSSD-Signale wählt man
32
dafür eine Verzögerung von einerseits 200 ns im Trigger 1 und andererseits
für Trigger 4 eine Verzögerung von 400 ns, um sicher zu gehen, dass das Signal
wirklich im Gate der Neutronen liegt und eine Koinzidenz verursacht. Dieser
Trigger 4 dient lediglich der Kontrolle der Elektronik, für die Auswertung
der DSSSD-Spektren sind die Daten, die von Trigger 1 getriggert werden,
interessant.
Desweiteren werden die Triggersignale in die Kanäle TDC2 25-28 zugeführt
(in der Graphik mit roten Sternen markiert, die die inhaltlichen Schnittpunkte zwischen Abb. 16 und Abb. 17 kennzeichnen). Die ADC/TDCs geben
darüber hinaus mit einem BUSY-Signal an die Triggerbox die Information,
dass sich das Modul noch in der Totzeit befindet und nicht aufnahmebereit
ist.
Modul
Kanal
ADC 1-3
alle
ADC 4
0-4
6
7
9
10
12
13
TDC 1
alle
TDC 2
4-8
10-14
18
19
22
23
25
26
27
28
Inhalt
Energiespektren der CD-Ringe und -Streifen
Neutronenenergien
Multiplizität Neutronen
Multiplizität γ-Signale vom Neutronendetektor
Multiplizität der Streifen
Multiplizität der Ringe
γ-Energie des Detektors an der Targetkammer
γ-Energie des Detektors an der CD-Kammer
Zeitspektren der CD-Ringe
Zeitspektren der γ-Signale aus dem Neutronendetektor
Zeitspektren der Neutronensignale
Multiplizität der γ-Signale am Neutronendetektor =1
Multiplizität der γ-Signale am Neutronendetektor > 1
Multiplizität der Neutronen =1
Multiplizität der Neutronen > 1
Trigger 1
Trigger 2
Trigger 3
Trigger 4
Tabelle 2: Übersicht über die im Experiment digitalisierten Signale und ihre
Zuordnungen zu den ADC-/TDC-Kanälen
33
7
Vorversuche mit dem DSSSD
Zu Beginn des Experiments standen zwei Detektoren zur Auswahl: Sun16
und der baugleiche Sun14. Beide Detektoren wurden auf ihre Eigenschaften
getestet, um den besseren für das Experiment zu verwenden.
7.1
Quellenmessungen mit DSSSD-Detektoren
Vor dem Aufbau des Strahlrohrs bestand der Testaufbau lediglich aus der
CD-Kammer und einem Pumpstand, um den Sun16 mit einer Triple-AlphaQuelle auf seine Beschaffenheit zu testen. Der erste Test des Sun14 erfolgte
direkt am neu erbauten Strahlrohr. Beide Detektoren wurden mit einer Spannung von 60 V in Betrieb genommen. Die Quelle aus 239 Pu, 241 Am und 244 Cm
sendet Teilchen der Energie von 5.155 MeV, 5.486 MeV und 5.805 MeV aus,
mit denen die Spektren linear geeicht werden.
Abb. 18 zeigt die Spektren der Testeichungen von Sun 16 auf der linken
Seite und Sun 14 rechts für jeweils den innersten Ring (Ring 0) und den
äußersten Ring (Ring31), sowie für je einen beliebigen Streifen. Die Auflösung
eines Segments berechnet sich aus dem Quotienten der Halbwertsbreite des
Peaks und der Energie der Peakmitte ∆E
, wobei man von einem DSSSD
E
Auflösungen im Bereich von einem 1% erwartet. Man erkennt sehr deutlich,
dass die Auflösungen von innen nach außen schlechter werden, so dass im
innersten Ring die Signale fast klar getrennt sind und kleinere Peaks, die
relativ zu den Hauptpeaks gesehen zu höheren Energien verschoben sind,
auftreten. Die Auflösungen des Sun 16 bewegen sich zwischen 3.3% in den
äußeren Ringen und 1.9% innen. Bei Sun 14 haben die Ringe außen mit 1.6%
ebenfalls eine schlechtere Auflösung als innen mit 1.2%.
Dieser Effekt resultiert daraus, dass die äußeren Ringe eine grössere Fläche
und damit eine höhere Kapazität haben. Dadurch ist die Signalhöhe geringer,
Q
ergibt. Damit ist das Signal/Rauschweil sie sich aus der Spannung U = C
Verhältnis kleiner und die Auflösung schlechter.
Bei den Streifen ist dieser Effekt nicht ausgeprägt, da sie alle die gleiche
Fläche haben. Die Auflösungen der Streifen liegen beim Sun 16 zwischen
2.5% und 1.3% und durchschnittlich bei 1.8%, Sun 14 zeigt Auflösungen in
den Streifen zwischen 1.8% und 2.2% und im Mittel bei 2.0%.
Der Zustand des Detektors Sun 16 ist damit relativ schlecht, was auch an
einem Leckstrom von 4.35µA zu erkennen ist, während Sun 14 im Vergleich
dazu einen Leckstrom von 0.7µA hat, weswegen die Wahl letztlich auf Sun
14 fiel.
34
(a) Triple-Alpha-Spektrum: innerster Ring Sun16
(b) Triple-Alpha-Spektrum: innerster Ring Sun14
(c) Triple-Alpha-Spektrum: äußerster Ring Sun16
(d) Triple-Alpha-Spektrum:äußerster Ring Sun14
(e) Triple-Alpha-Spektrum: Streifen 20 Sun16
(f) Triple-Alpha-Spektrum: Streifen 20 Sun14
Abbildung 18: Eichspektren des Sun 16 und Sun 14
35
7.2
Optimierung der Signale von Sun14
In Kapitel 4 wurde die Unterbindung von Störsignalen auf das DSSSD-Signal
durch Pumpeneinflüsse mittels Verwendung von Getterpumpen und durch
die Vermeidung von Blendenverbindungen in der CD-Kammer beschrieben.
Im nächsten Schritt wurden die Flachbandkabel zwischen Detektor und Vorverstärker sowie zwischen Vor- und Hauptverstärker gegen geschirmte Falchbandkabel ausgetauscht. Während der Austausch der zweiten Kabelsorte,
die jeweils 1, 70 m lang ist, kaum einen Effekt zeigte, macht eine geschirmte
Detektor-Vorverstärker-Verbindung einen großen Unterschied. Bis zum Vorverstärker sind die Signale unbearbeitet und da die Vorverstärker nicht direkt
an die Ausgänge vom Strahlrohr gebaut sind, durchlaufen sie 12 cm lange Kabel außerhalb des Strahlrohrs. Damit sind sie nicht mehr vom Strahlrohr wie
von einem Faradayschen Käfig gegen äußere Elektronikstörsignale geschützt
und unterliegen an dieser Stelle den meisten Störeinflüssen. Zwar hatten die
geschirmten Kabeln keinen Einfluss auf das Rauschband, allerdings verhielt
sich die Signallage erheblich ruhiger.
Man sieht in den Spektren von Abb. 18 Doppelpeakstrukturen. Diese Doppelpeakstrukturen auf den hochenergetischen Seiten der Peaks sind durch
die Wahl der Potentiale am Detektor zustande gekommen. Sowohl Ring- als
auch Streifenseite waren an die Hochspannung angeschlossen. Es stellte sich
aber als wichtig heraus, einer Seite eine feste Masse zuzuweisen, damit es zwischen den Potentialen nicht zu Schwankungen kommt. Damit ist das System
anfällig für Störgeräusche aller Art und kann oszillieren, wodurch die Signalaufnahme verfälscht wird. Zur Lösung des Problems wurde die Ringseite mit
jeweils 50 Ohm-Widerständen über die Vorverstärker an Masse geschlossen.
Zudem ist es wichtig, die Spannung an die Streifenseite zu legen, da dort
die Totschicht, also in diesem Fall die p+ -dotierte Schicht, dünner ist als
auf der Ringseite. Durch Anlegen der Spannung dort wird ein größeres elektrisches Feld aufgebaut, dadurch wird die Driftgeschwindigkeit der Teilchen
größer und die Ladungssammlung schneller. Dies ist wiederum wichtig für
das Ausbilden der Signalform, was Einflüsse auf die Auflösung und die Signalamplitude hat.
Nach all diesen Verbesserungen zeigen die einzelnen Kanäle bessere Energieauflösungen ohne Doppelpeakstruktur, wie in Abb. 19 an Beispiel des
Streifens 20 gezeigt ist. Man sieht das Energiespektrum, das mit Hilfe des
Programms MacroBrowser [Mac] linear geeicht wurde. Die Auflösungen bewegen sich nun zwischen 1.0% und 1.4% in den Ringen und zwischen 1.2%
und 1.3% in den Streifen, das Rauschband beträgt sowohl in den Ringen wie
36
Abbildung 19: kalibriertes Energiespektrum der Triple-Alpha-Quelle des
Streifen 20 von Sun 14 nach allen Optimierungen
auch in den Streifen 20 − 25 mV.
Ein zu detektierendes, geladenes Teilchen kann aufgrund der geometrischen
Anordnung des DSSSD nur jeweils ein Streifensegment treffen, es können jedoch zwei benachbarte Ringe getroffen werden. Die Energie eines Teilchens
kann dabei in beiden Ringen anteilig deponiert werden. In Abb. 20 ist ein
Beispiel für das Ansprechen zweier benachbarter Ringe auf eine Triple-AlphaQuelle gezeigt. Die kalibrierten Energien benachbarter Ringe, Ring 19 und
20, sind gegeneinander aufgetragen. Die Anzahl der Counts ist logarithmisch
über die Farbskala gegeben. Man erkennt im Wesentlichen drei Bereiche. Bereich 1 zeigt die vollständige Energiedeposition in jeweils nur einen Ring, was
dem idealen Fall entspricht. Bereich 2 kennzeichnet die Fälle, in denen die
Energie auf zwei benachbarte Ringe verteilt wird, so dass diese Ereignisse auf
der Diagonalen liegen. Dieser Fall tritt in etwa 5.6 % der Ereignisse auf.
Rauschsignale finden sich in Bereich 3 wieder. Eine Möglichkeit, Ereignisse
aus Bereich 2 für die weitere Datenverarbeitung auszuschließen ist, wie es im
nächsten Kapitel näher beschrieben wird, für Vorder- und Rückseite in etwa
gleiche Energien für ein Ereignis zu fordern, da man so nur Energien wählt,
die nicht auf Nachbarringe verteilt wurden.
Desweiteren gibt es den Effekt, dass defekte Kanäle Einfluss auf die benachbarten, funktionstüchtigen Kanäle haben können. Das Rauschen der defekten Kanäle kann dann im niederenergetischen Spektrum des anderen Kanals
sichtbar sein.
37
Abbildung 20: Energiekorrelation zwischen den benachbarten Ringen 19 und
20
8
Strahlzeit
Die Strahlzeit diente dazu, die Funktionsfähigkeit des Aufbaus zu bestimmen
und die Elektronik und Datenaufnahme in Betrieb zu optimieren. Es wurde
mit einem 32 S- Strahl (9+ -Ionen) 5 Tage lang mit einer Strahlenergie von
mg
24
90MeV auf ein 0, 278 cm
Mg Target geschossen. Der Strahlstrom
2 dickes
betrug 15nA.
8.1
Eichmessung
Vor der Strahlzeit wurde der DSSSD mit einer Triple-Alpha-Quelle geeicht.
Run 417 wurde bei 60 V Detektor-Spannung gemessen, nach der Strahlzeit
entstand Run 525 auch bei 60 V. Allerdings wurde während der Strahlzeit
die Spannung auf 99, 2 V erhöht um den Rauschpegel zu drücken. Run 527
ist eine zweite Alpha-messung nach der Strahlzeit bei 99, 2 V. Da sich der
Leckstrom des Detektors Sun14 von anfänglich 2, 59 µA zu Beginn der Strahlzeit auf 3, 14 µA erhöhte, ist es nun interessant zu sehen, inwiefern dies Einfluss auf die Spektren und deren Auflösung hat (s. Abb. 21 bis Abb. 24).
Abb. 21 und 22 zeigen die verschiedenen Steigungen (Gain) und y-Achsenabschnitte
38
Gain 417, before beamtime;60V
Gain 525, after beamtime; 60V
Gain 527, after beamtime; 99,2V
5,4
5,2
5,0
Gain
in keV/Channel
4,8
4,6
4,4
4,2
4,0
3,8
3,6
Strip62
Strip57
Strip52
Strip47
Strip42
Strip37
Strip32
Strip27
Strip22
Strip17
Strip7
Strip12
--
Strip2
Ring27
Ring22
Ring17
Ring7
Ring12
Ring2
3,4
Abbildung 21: Gain, vor und nach der Strahlzeit bzw bei 99, 2 V und 60 V
Detektor-Spannungen
Offset 417, before beamtime; 60V
Offset 525, after beamtime; 60V
Offset 527, after beamtime; 99,2V
300
200
100
Offset
in keV
0
-100
-200
-300
-400
Strip62
Strip57
Strip52
Strip47
Strip42
Strip37
Strip32
Strip27
Strip22
Strip17
Strip12
Strip7
Strip2
--
Ring27
Ring22
Ring17
Ring7
Ring12
Ring2
-500
Abbildung 22: Offset, vor und nach der Strahlzeit bzw bei 99,2V und 60V
(Offset) der Eichgeraden. In Abb. 23 und 24 sieht man, dass die Eichungen
39
Diff (Gain417, Gain525)
Diff (Gain525, Gain 527)
0,40
0,35
0,30
Difference Gains
in keV/Channel
0,25
0,20
0,15
0,10
0,05
0,00
-0,05
Strip62
Strip57
Strip52
Strip47
Strip42
Strip37
Strip32
Strip27
Strip22
Strip17
Strip7
Strip12
--
Strip2
Ring27
Ring22
Ring17
Ring7
Ring12
Ring2
-0,10
Abbildung 23: Unterschiede zwischen den verschiedenen Gains des DSSSDDetektors; in Schwarz zwischen den Runs vor und nach der Strahlzeit bei je
60 V, in Rot nach der Strahlzeit bei 60 V und 90 V
bei verschiedenen Energien sich weniger voneinander unterscheiden als die
Eichungen vor und nach der Strahlzeit. Der Offset unterscheidet sich bei
den Streifen um zum Teil 100 keV. Eine Möglichkeit ist es, über die beiden
Eichungen zu mitteln, da jedoch die Runs 525 und 527 zeitlich näher an
der Strahlzeit lagen als Run 417, der etwa 3 Tage vor den relevanten Runs
gemessen wurde, wurde Eich-Run 525 verwendet. Für die Zukunft ist geplant, eine Triple-Alpha-Quelle mit in der CD-Kammer unterzubringen, um
eine ständige Kontrolle über die Signallage zu haben. Da die Energie der
Triple-Alpha-Quelle bei 5 MeV auftritt, wird sie nicht weiter die interessanten Protonensignale beeinflussen.
Die Germanium-Detektoren wurden mit Europium-Quellen geeicht und zeigen zwischen den Kalibirierungen keine Unterschiede.
40
Diff (Offs417, Offs525)
Diff (Offs525, Offs527)
250
200
Difference Offsets
in keV
150
100
50
0
-50
Strip62
Strip57
Strip52
Strip47
Strip42
Strip37
Strip32
Strip27
Strip22
Strip17
Strip7
Strip12
--
Strip2
Ring27
Ring22
Ring17
Ring7
Ring12
Ring2
-100
Abbildung 24: Unterschiede zwischen den verschiedenen Offsets, in Schwarz
zwischen den Runs vor und nach der Strahlzeit bei je 60 V, in Rot nach der
Strahlzeit bei 60 V und 90 V
8.2
8.2.1
Auswertung
γ-Spektren
Betrachten wir zunächst die γ-Spektren, die als Referenz gedacht sind, um
die Richtigkeit der Reaktion zu überprüfen. Abb. 25 bis 27 zeigen die γSpektren an der Targetkammer. In Blau markiert sind die γ-Linien von Reaktionskanälen, bei denen mindestens ein Neutron entstand, rot sind die Reaktionskanäle ohne Neutronen, die in diesem Spektrum nur stark unterdrückt
auftreten, da der Trigger aus einer Koinzidenz aus Signalen von Neutronen
und γ-Quanten gebildet wurde. Die dominanten Linien treten alle in Verbindung mit mindestens einem Neutron auf. Die Reaktionen ohne Neutronen
sind vergleichsweise selten im Spektrum. Tabelle 3 zeigt die Ergebnisse der
Monte-Carlo-Simulation für die Reaktion mit dem Programm PACE4 [Pac]
bei 900.000 simulierten Ereignissen :
Man erkennt in den Spektren, dass γ-Linien von 53 Fe am häufigsten vertreten sind, gefolgt von den ebenfalls neutronenbegleiteten 51 Mn und 52 MnÜbergängen. Das γ-Spektrum wurde mit Trigger 3-Bedingung gefüllt, d.h. die
γ-Signale werden in Koinzidenz mit mindestens einem Neutron gemessen, allerdings lässt sich ein kleiner Anteil der Signale, die aus Ereignissen ohne
41
Kern
53
Fe
53
Mn
50
Cr
51
Mn
54
Fe
52
Mn
54
Co
50
Mn
48
Cr
47
V
52
Cr
51
Fe
53
Co
49
Cr
52
Fe
54
Ni
49
V
55
Co
55
Ni
Anteil Reaktionskanal
32,4%
2pn
30,4%
3p
14,9%
α2p, 4p2n
6,88%
αp, 3p2n
3,86%
2p
3,07%
3pn
2,71%
1n1p
2,08%
αpn, 3p3n
1,18%
2α, 4p4n
0,793%
2αp, 3p2n
0,481%
4p
0,324%
αn, 2p3n
0,289%
p2n
0,113%
α2pn, 4p3n
0,0292%
α, 2p2n
0,0227%
2n
0,0189%
α3p, 5p2n
0,00644%
1p
0,00156%
1n
Tabelle 3: Mit PACE4 berechnete Endprodukte der Reaktion 32 S +24 Mg →56
Ni∗ bei Ebeam = 90 MeV
42
Abbildung 25: γ-Spektrum des Ge-detektors an der Targetkammer, Teil 1
Abbildung 26: γ-Spektrum des Ge-detektors an der Targetkammer, Teil 2
Neutronen entstanden sind, nie ganz unterdrücken. Die rot gekennzeichneten
Peaks sind auch im Vergleich zu den blau beschrifteten eher gering gerade im
Hinblick auf ihren erwarteten Anteil in der Gesamtrate. Orange markiert sind
die Übergänge, deren Reaktionskanal die Bildung von α-Teilchen zulässt. Da
α-Teilchen eine sehr hohe mittlere Bindungsenergie im Betrag von 7.06 MeV
43
Abbildung 27: γ-Spektrum des Ge-detektors an der Targetkammer, Teil 3
haben, ist ihre Bildung sehr wahrscheinlich, allerdings ist die einzelne Emissionen der Nukleonen auch nicht auszuschließen. In n-γ-diskriminierten Spektren sollten die Übergänge, bei denen beides möglich ist, jedoch viel geringer
auftreten.
Betrachtet man zum Beispiel die 870 keV Linie von 52 Mn - 52 Mn ist ein 3p1nÜbergang und soll zu 3.07% entstehen- im direkten Vergleich mit dem Peak
bei 783 keV, wo ein 50 Cr-Übergang stattfindet, der zu 15% über einen α2p
bzw über einen 4p2n-Kanal entstehen soll, so wird deutlich, dass der 50 CrÜbergang viel weniger gemessen wurde. Die neutronenbegleitete Reaktion
von 52 Mn , die der Berechnung nach bis zu 5 mal weniger auftreten soll, ist
im Vergleich viel stärker zu sehen. Dies ist ein Indiz dafür, dass der Neutronentrigger funktioniert hat.
Das γ-Spektrum des Germaniumdetektors an der CD-Kammer zeigen Abb. 29
bis 31. An der CD-Kammer kann man die Linien der Kerne scharf sehen,
die entweder an der Targetkammer entstehen und isomere Zustände haben
oder die β + - Zerfallsprodukte von diesen Kernen. In der Tat erhält man als
weitere Information dafür, dass die Reaktion korrekt verläuft: Die 741 keVLinie und 701 keV-Linie stammt von isomeren 53 Fe-Zuständen. Außerdem
erscheinen Übergänge aus Tantal und Aluminium in diesem Spektrum. Diese
Übergänge sind auf die Coulomb-Anregung an den Blenden bzw. dem Targetrad sowie dem Strahlrohr zurückzuführen. Ebenso erreichen die prompten,
44
nichtisomeren γ-Übergänge vom Target aus der Targetkammer den zweiten
Detektor, allerdings muss hier aufgrund des Winkels zwischen Strahlachse
und Detektor die Dopplerverschiebung mit eingerechnet werden.
Zur Berechnung der Dopplerverschiebung benötigt man den Winkel θ zwischen der Bewegungsrichtung des γ-emittierenden Kerns (in bester Näherung
der Strahlachse) und dem Germaniumdetektor (s. Abb. 28).
Abbildung 28: Abmessungen für Berechnung der Dopplerverschiebung
θ = 14◦ ± 4◦
Der Fehler von θ berechnet sich maßgeblich aus dem Öffnungswinkel der
Detektors zum Target.
Desweiteren benötigt man die Geschwindigkeit des 56 Ni-Compoundkerns nach
seiner Entstehung in der Mitte des Target, die nach PACE4-Berechnung
β=
v
= 0.0444 ± 0.0016
c
beträgt. Der Fehler der Geschwindigkeit hängt zu einen von der Stelle im
Target ab, wo der Compoundkern entsteht und zum anderen von dem darauf
folgenden Energiestraggling beim Durchqueren des Targets.
Damit erhält man die doppler-verschobene γ-Energie Eγ′ in Bezug auf die
45
Energie [keV]
197
377
411
701
741
1011
1129
1328
1408
1424
Kern
54
Co
53
Mn
54
Fe
53
Fe
53
Fe
53
Fe
54
Fe
53
Fe
54
Fe
52
Cr
Übergang
7+ → 0
−
5−
→ 27
2
6+ → 4+
−
19 −
→ 11
2
2
−
3−
→ 27
2
−
11 −
→ 92
2
4+ → 2+
−
9−
→ 27
2
2+ → 0+
2+ → 0+
Halbwertszeit
1.48 m
8.51 m aus 53 Fe
1.48 m aus 54 Co
2.58 m
63.5 ns
2.58 m aus 53 Fe
1.48 m aus 54 Co
2.58 m aus 53 Fe
1.48 m aus 54 Co
21.1 m aus 52 Mn
Tabelle 4: Isomere an der CD-Kammer
unkorrigierte γ-Energie Eγ :
q
2
1 − vc2
Eγ′ =
· Eγ
1 − vc · cos(θ)
√
Eγ′
0.998
=
= 1.04
Eγ
1 − 0.0444 · cos(14◦)
! (
2
p
Eγ′
β · sin(θ) 2
=
· ∆θ +
∆
1−β ·
Eγ
(1 − βcos(θ))2 θ=14◦
2 ) 21
p
β
cos(θ)
1
· ∆β
+ 1 − β2 ·
)
(p
·
(1 − β cos(θ))2 β=0.0444
1 − β 2 1 − β cos(θ)
= 0.0114
Eγ′
⇒
= 1.04 ± 0.05
Eγ
Die Energien des unkorrigierten Spektrums müssen demnach mit dem Faktor
1.04 ± 0.05 verschoben werden. Wenn man diese Verschiebung mit berücksichtigt, findet man die starken Übergänge aus dem Detektor an der Targetkammer im CD-Kammer-Spektrum wieder. Das uns interessierende 54 Ni
ist allerdings nicht zu finden. Die bekannten isomeren Übergänge sind in
Tabelle 4 aufgelistet.
46
Abbildung 29: γ-Spektrum des Ge-detektors an der CD-Kammer, Teil 1
Abbildung 30: γ-Spektrum des Ge-detektors an der CD-Kammer, Teil 2
8.2.2
DSSSD-Spektren
In den Abb. 32 und Abb. 33 sind die geeichten Energiespektren der Messung
von allen Ringsegmenten- bzw den Streifensegmenten des DSSSD-Detektors
dargestellt. Man erkennt, dass die Energiespektren des gesamten DSSSD
47
Abbildung 31: γ-Spektrum des Ge-detektors an der CD-Kammer, Teil 3
insbesondere bei den niedrigen Energien noch von einem kontinuierlichen
Anteil dominiert sind, der im Verlauf einer detailierten Analyse verstanden und beseitigt werden muss. Bei den Energiespektren der Ringe sieht
man im niederenergetischen Teil des Spektrums diverse Überhöhungen. Diese sind durch sehr niedrige Triggerschwellen verursacht und enthalten zum
Teil Rauschanteile von einzelnen Ringen. Das Ziel der Analyse ist es, die
DSSSD-Energiespektren zu verstehen und so weit wie möglich vom kontinuierlichen Anteilen in den Energiespektren zu säubern, um auf den erwarteten
Peak von einem Protonenübergang sensitiv zu sein.
In einer vorläufigen Analyse wurde lediglich mit einer Energieeichung mit αTeilchen gearbeitet. Dabei wurden die unterschiedlichen Energieverluste, die
beim Protonennachweis im Target und in den inaktiven Schichten des DSSSD
auftreten, nicht berücksichtigt. Diese verfeinerte Eichung ist Gegenstand der
noch nicht abgeschlossenen Analyse der Daten.
Als erste Analysebedingung wird nun die Multiplizität der ansprechenden
Signale des DSSSD betrachtet, d.h. die Anzahl der vom Detektor gleichzeitig
nachgewiesenen Signale innerhalb eines Ereignisses.
Die Abb. 34 und Abb. 35 zeigen die Multiplizitäten der Ringe bzw Streifen
des DSSSD. Dabei werden die Ereignisse mit Multiplizität 0 von den Triggern
2 und 3 verursacht, bei denen nicht das Ansprechen des DSSSD-Detektors
gefordert wird, sondern die Koinzidenz mit einem der beiden Ge-Detektoren.
Im Idealfall wird ein einfallendes, geladenes Teilchen ein Signal sowohl in
48
Abbildung 32: kalibriertes Energiespektrum aller Ringe
Abbildung 33: kalibriertes Energiespektrum aller Streifen
Abbildung 34: Multiplizität der ansprechenden Ringe des DSSSD
einem Streifen und in einem Ring verursachen, d.h. Streifen und Ringe weisen
jeweils Multiplizität 1 auf. Sobald mehr als ein Ringsegment anspricht, kann
49
Abbildung 35: Multiplizitäten der ansprechenden Streifen des DSSSD
es sich um die in Kapitel 7 beschriebene Energiedeposition des einfallenden
Teilchens in benachbarte Segmente handeln. Weitere Ursache sind Kanäle mit
zu niedrigen Triggerschwellen und möglichen Rauschanteilen. Die Abb. 36
und 37 zeigen die Energiespektren aller Ringe und die Energiespektren aller
Streifen unter der Bedingung, dass auf beiden Seiten nur jeweils ein Segment
angesprochen hat, d.h. Ereignisse der Multiplizität 1 auf jeder Seite vorliegen.
Damit wird die Zahl der Einträge in den Ringen um 30% und in den Streifen
um 85% reduziert.
Der Anteil der Ereignisse der Multiplizität 2 relativ zu den Ereignissen mit
Multiplizität 1 beträgt sowohl in den Ringen als auch in den Streifen jeweils
10%. Die ensprechenden Ereignisse der Multiplizität 3 betragen einen Anteil
von ungefähr 1% der Multiplizität-1-Ereignisse.
In der weiteren Untersuchung der Energiespektren werden nun die Korrelationen der gemessenen Energien in den Streifen und den Ringen betrachtet.
In Abb. 38 ist die kalibrierte Streifenenergie gegen die kalibrierte Ringenergie aufgetragen. Die meisten Signale liegen auf einer Diagonalen, was bedeutet, dass in der Vorder - und Rückseite des Detektors die gleichen Energien
registriert wurden. Die anderen Einträge in den verschobenen Diagonalen
stammen von defekten Kanälen, denn wie oben beschrieben, ist es möglich,
dass Anteile der Ladungssignale von defekten Segmenten in den benachbarten Kanälen nachgewiesen werden können. Auch wenn die defekten Kanäle
von der Datenbearbeitung ausgeschlossen werden, tragen sie somit bei den
benachbarten Kanäle bei. Die Korrelation der Energien ermöglicht es jedoch,
diese ungewollten Anteile für die weitere Analyse nicht weiter zu berücksichtigen. Um die Beeinträchtigung durch defekte Kanäle und die Energiedeposition in benachbarte Segmente auszuschließen, werden in der weiteren Analyse
nur die Signale, die im Bereich der Diagonalen von Abb. 38 liegen, gefordert.
50
Abbildung 36: Energiespektren aller Ringsignale unter der Bedingung, dass
die Streifenmultiplizität gleich der Ringmultiplizität ist und nur jeweils ein
Signal ausgelesen wurde.
Abbildung 37: Energiespektren aller Streifensignale unter der Bedingung,
dass die Streifenmultiplizität gleich der Ringmultiplizität ist und nur jeweils
ein Signal ausgelesen wurde
Dazu wurde folgende Analysebedingung gestellt:
Bedingung 1:
0.7 <
Streif enenergie
Ringenergie
< 1.3
Diese Bedingung ist in Abb. 38 durch die rot eingezeichnete Linien wiedergegeben, innerhalb derer sich die Signale unter Bedingung 1 finden. In Abb. 39
ist die Anzahl der Ereignisse für verschiedene Kombinationen von Multiplizitäten der Ringe und Streifen wiedergegeben. Es wird die Anzahl der vier
51
Abbildung 38: Energiekorrelation zwischen den Energien der Streifen und
den Ringen
Kombinationen gezählt, für die gleichzeitig Ringmultiplizität 1 oder 2 und
Streifenmultiplizität 1 oder 2 in den Ereignissen vorliegt.
Abbildung 39: Kombinationen der Streifen- und Ringmultiplizitäten
52
Die Graphik 39 ist in zwei Bereiche aufgeteilt: Im linken Teil wird keine Einschränkungen für die Energie des DSSSD gefordert. In rechten Teil wird die
Diagonalenbedingung an die Energien der Streifen und Ringe (Bedingung
1) gefordert. Die y-Achse mit der Anzahl der Ereignisse ist logarithmisch
aufgetragen. Da es doppelt so viele Streifen wie Ringe gibt, tritt der Fall,
dass die Streifenmultiplizität größer als die Ringmultiplizität ist, häufiger
auf. Man erkennt, dass sich die Zahl der interessanten Fälle, in denen sowohl
in den Ringen als auch in den Streifen die Multiplizität gleich 1 ist, unter der
Energiebedingung kaum verändert. Jedoch sinkt für die Kombination größerer Multiplizitäten die Anzahl der Ereignisse, im Falle von Ringmultiplizität
gleich 2 und Streifenmultiplizität gleich 1 sogar um einen Faktor zehn.
Mit den kombinierten zwei Bedingungen (i) auf die Energiekorrelation von
Ringen und Streifen und (ii) der Forderung, dass Streifen- und Ringmultiplizitäten gleich 1 ist, erhält man als Energiespektrum der Ringe bzw. der
Streifen die beiden Spektren der Abb. 40 und 41. Die Anzahl der Ereignisse verringerte sich damit um jeweils 17% im Vergleich zu den Spektren in
Abb. 36 und Abb. 37.
Abbildung 40: Energiespektrum aller Ringe unter den Analysebedingungen:
Streifenmultiplizität = Ringmultiplizität = 1 und gleicher Energienachweis
innerhalb des Diagonalenbereiches von Abb. 38
Zur weiteren Analyse der DSSSD-Energiespektren werden unter den bis jetzt
gestellten Bedingungen die Zeitsignale der Neutronen aus den Nordballdetektoren verwendet. Als Beispiel wird der Neutronendetektor 1 ausgewählt:
In Abb. 42 ist in logarithmischer Darstellung die Anzahl von Einträgen in
die TDC-Kanäle dieses Neutronendetektors gegeben. Die Einträge der TDCSignale der Neutronendetektoren werden für Ereignisse mit dem Trigger 1
wie folgt generiert:
53
Abbildung 41: Gesamt-Streifen-Spektrum unter den Forderungen, dass Streifenmultiplizität = Ringmultiplizität = 1 und gleicher Energienachweis innerhalb des Diagonalenbereiches von Abb. 38.
Ein Neutronensignal wird zunächst auf 600 ns verbreitert, damit die Chance
groß ist, dass ein nur 15ns breites DSSSD-Signal in dieses Gate fallen kann
und somit die Koinzidenz auslöst. Bei Koinzidenz wird in diesem Fall der
Trigger 1 gestartet und damit beginnt die Zeitmessung des TDCs. Das Neutronensignal wird zusätzlich um 600 ns verzögert und dient dem TDC als
Stop. Das Zeitspektrum gibt also immer die Zeitdifferenz des eintreffenden
DSSSD-Signals zu dem verzögerten Neutronensignal wider, interessant sind
deswegen keine absoluten Zeiten, sondern nur Zeitdifferenzen. Je später das
DSSSD-Signal eintrifft um, so weiter vorne wird es einen Eintrag im TDCSpektrum geben.
In manchen Fällen kann es auch sein, dass das schmale DSSSD-Signal zeitlich kurz vor einem Neutron im Modul antrifft und das Neutron gerade in
das nur 15 ns große DSSSD-Gate fällt. Dann kommt es ebenfalls zur Koinzidenz, die Zeitmessung wird gestartet und nach 600 ns stoppt das verzögerte
Neutron die Messung. Dieses Neutron ist somit Start- und Stopsignal, man
spricht vom Selbsttrigger. Im Spektrum ist dies der schmale Peak, er setzt
eine Zeitmarke von 600 ns.
Die Ereignisse, die von einem isomeren Protonenzerfall stammen können,
nehmen zeitlich exponentiell mit einer Lebensdauer von τ = 218(4) ns, was
einer Halbwertszeit von t 1 = 151(3) ns entspricht, ab. Unmittelbar nach dem
2
Selbstriggersignal des TDCs treten deshalb diese Ereignisse am häufigsten
auf. Nach längerer Zeit wird das Signal-Rausch-Verhältnis kleiner werden.
In der zweidimensionalen Auftragung der TDC-Kanäle aller Neutronende54
Abbildung 42: Neutronenzeitspektrum des ersten Neutronendetektors unter
Trigger 1 und unter den Forderungen, dass Streifenmultiplizität = Ringmultiplizität = 1 und Energiekorrelation von Ring- und Streifensignal.
tektoren unter Trigger 1 gegen die Energien der Ringe bzw. Streifen unter
den beschriebenen zwei Analyse Bedingungen an die DSSSD-Energien erhält
man für die Ringe das Spektrum von Abb. 43.
Durch Projektion von Abb. 43 auf die x-Achse kann nun das Ringspektrum
für verschiedene verzögerte Zeitbereiche betrachtet werden. Wenn man sich
auf den TDC-Bereich von Kanal 2650-3050 beschränkt, den Selbstrigger nicht
berücksichtigt, dann betrachtet man einen Zeitbereich von 400 Kanälen, was
der Zeitdifferenz von 120 ns entspricht. Dieser Zeitraum entspricht 78% der
bekannten Halbwertszeit des Isomeres in 54 Ni. Unter diesen Bedingungen
erwartet man 40% der Protonenemissionsereignisse von 54 Ni im Spektrum zu
sehen. Bei längeren Zeiten wird die Zahl der Protonenzerfälle im Vergleich
zur Untergrundrate möglicherweise zu gering.
Die Abb. 44 zeigt die Energiespektren der Ringe für die den Zeitbereich
der ersten 120 ns. In Abb. 45 sind die Energiespektren der Ringe für den
nachfolgenden Zeitbereich von 780 ns dargestellt. In den Abb. 44 und Abb. 45
sind mit roten Markierungen die folgenden Energiewerte eingezeichnet: (i) die
Protonenenergien des 54 Ni, die beim Zerfall in den ersten angeregten Zustand
oder in den Grundzustand von 53 Co bei (E = 1.28 MeV und E = 2.607 MeV)
erwartet werden.
(ii) Bei E = 1.59 MeV ist die Protonenenergie von der Emission aus dem
Kern 53 Co in das 52 Fe gekennzeichnet. Dieser Protonenzerfall wurde als erster
Protonenzerfall 1970 von Cerny nachgewiesen [Cer70].
In Abb. 44 sieht man neben der kontinuierlichen Energieverteilung einige
Andeutungen von möglichen Peaks im Bereich von 1 MeV. Die statistische
55
Abbildung 43: Zeitspektrum aller Neutronendetektoren(y-Achse) über den
Ringenergien
Signifikanz ist jedoch sehr gering und es wird die Aufgabe von verbesserten Messungen mit einem modifizierten experimentellen Aufbau sein, diese
möglichen Hinweise auf das gesuchte Signal zu bestätigen oder zu verwerfen.
Im Vergleich dazu in Abb. 45 ist der kontinuierliche Anteil im Energiespektrum dominanter und Substrukturen sind weniger deutlich zu erkennen. Dies
wäre jedoch konsistent mit der bekannten Halbwertszeit.
Unter den gleichen Analysebedingungen werden die entsprechenden Energiespektren für die DSSSD-Streifen erzeugt. In Abb. 46 ist das Spektrum für das
erste Zeitfenster von 120 ns und in Abb. 47 das zweite Spektrum für die sich
anschließenden nächsten 780 ns dargestellt. Dabei wird das gleiche Ergebnis
beobachtet wie in den Ringspektren. Die möglichen schwachen Andeutungen von Peakstrukturen in dem ersten kurzen Zeitintervall von Abb. 46 sind
deutlicher ausgeprägt, als im stärker fluktuierenden Energiespektrum von
Abb. 47.
Sowohl in den Energiespektren der Ringe als auch in denen der Streifen ist
der verbleibende kontinuierliche Untergrund zu hoch, um signifikante Signale erkennen zu können. Die Klärung der Herkunft des Untergrundes wird
deswegen vorrangig im Fokus weiterer Untersuchungen stehen.
56
Abbildung 44: Projektion von Abb. 43 zwischen den Zeitkanälen 2650-3050,
was einem Zeitbereich von 120 ns entspricht.
Abbildung 45: Projektion von Abb. 43 zwischen den Zeitkanälen 0-2650, was
einem Zeitbereich von weiteren 780 ns entspricht.
57
Abbildung 46: Projektion von Zeitspektren der Neutronen über den Streifenspektren unter gleichen Bedingungen wie für die Ringe, zwischen den Zeitkanälen 2650-3050 (Zeitbereich von 120 ns).
Abbildung 47: Projektion von Zeitspektren der Neutronen über den Streifenspektren unter gleichen Bedingungen wie für die Ringe, zwischen den Zeitkanälen 0-2650 (Zeitbereich von weiteren 780 ns)
58
9
Zusammenfassung und Ausblick
Ziel der Arbeit war es, einen experimentellen Aufbau zur Messung des Protonenzerfalls aus dem isomeren 10+ -Zustand in 54 Ni zu realisieren. Dazu
gehörte die Planung und der mechanische Aufbau des Strahlrohres L45 mit
zwei Streukammern, der Aufbau eines Vakuumsystems, das bei Drücken von
kleiner 10−6 mbar arbeitet, die Installation von zwei Ge-Detektoren, einer
Gruppe von Neutronendetektoren und eines hochsegmentierten doppelseitigen Si-Streifendetektors und die dazugehörende Elektronik für die Signalverarbeitung und Datenaufnahme.
Nach erfolgreicher Installation des neuen Messplatzes und ersten Quellenmessungen wurde eine erste Strahlmessung mit einem 32 S-Strahl durchgeführt,
bei der die volle Funktionsfähigkeit des Experimentes demonstriert werden
konnte. An Hand der gemessenen γ-Spektren wurde gezeigt, dass die Fusionsreaktion 24 Mg(32 S, xαypzn) die gewünschten Evaporationsrestkerne um
das seltene 54 Ni populiert. Der Hauptaugenmerk der Messung lag auf der
Säuberung der Energiespektren des Si-Detektors, das wider Erwarten von
einem kontinuierlichen Anteil insbesondere bei den relevanten Energien dominiert wird. Dazu wählte man die folgenden Analysebedingungen: (i) die
Vorder- und Rückseite des Si-Detektors messen die gleiche Energie, (i) die
Multiplizitäten auf beiden Seiten des DSSSDs ist gleich eins, (iii) die Zeitdifferenz zwischen den prompten von der Reaktion stammenden Neutronen
und den verzögerten Signalen des DSSSDs wird auf einen der Lebensdauer
des gesuchten Zerfalls angepassten Zeitbereich eingeschränkt. Das Ergebnis
der vorläufigen Analyse zeigt mögliche Hinweise auf diskrete Linien von einem verzögerten Protonenzerfall. Die statistische Signifikanz dieser Signale
ist jedoch zu gering und wird durch den hohen kontinuierlichen Anteil im
Energiespektrum stark reduziert.
In der nahen Zukunft sind Optimierungen und kleine Verbesserungen des
vorhandenen experimentellen Aufbaus geplant, um die Ursache des starken
kontinuierlichen Anteiles in den DSSSD-Spektren zu verstehen und zu beseitigen. Da er möglicherweise aus rückgestreuten Strahlteilchen von der Catcherfolie verursacht wird, soll in einem neuen Experiment das Catchermaterial
ausgetauscht werden, um diese mögliche Rückstreuung eindeutig nachzuweisen und zu beseitigen. Dazu muss als Catcher dann ein leichteres Element
wie beispielsweise Aluminium anstelle von Nickel verwendet werden, bei dem
aufgrund der Kinematik keine Rückstreuung bei Winkeln größer 90 Grad im
Laborsystem auftreten kann. Dazu kann auch die Winkelabhängigkeit des
Energieverlustes in den Totschichten des DSSSD besser untersucht werden.
Die Ringe werden von den einfallenden Teilchen unter einem Winkelbereich
von 128◦ bis 154◦ getroffen. Die geladenen Teilchen legen dann jeweils unter59
schiedlich lange Wege in der Totschicht des DSSSD zurück, womit sie verschieden stark Energie verlieren. Diese Energieverluste können Unterschiede
von bis zu 100 keV zur Folge haben [Ver89].
Um die Energiekalibration des DSSSDs über die gesamte Messzeit zu monitoren, wird die α-Eichquelle in die CD-Kammer dauerhaft eingebaut. Damit
ist sogar eine permanente Eichung des DSSSDs während eines Strahlexperimentes möglich.
Darüberhinaus ist es sehr aussichtsreich, in der Zukunft mit einem gepulsten
32
S-Strahl zu messen. Mit dem Strahlpuls erhält man eine zusätzliche, unabhängige Zeitinformationen als Analysebedingung, die eine Trennung der
prompten, von Strahlteilchen verursachten Reaktionsprodukte im DSSSD
von verzögerten Zerfallsprodukten ermöglicht. Der wesentliche Gewinn wird
jedoch von den Strahlpausen zwischen den Pulsen erwartet, während denen
keine Strahlteilchen zum Untergrund beitragen können. Eine Pulsstruktur
mit einer Strahlpulslänge von wenigen Nanosekunden und einer Zeitdauer
von 800 ns zwischen den Pulsen ermöglicht eine hoffentlich untergrundfreie
Messung von isomeren Teilchenzerfällen mit dem Si-Detektor in den 800 ns
zwischen den Strahlpulsen.
60
61
Abbildungsverzeichnis
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
22
23
24
25
26
27
28
29
30
31
32
33
Ausschnitte aus den Termschemata des Spiegelkernpaares 54 Ni
und 54 Fe [Hoi06] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Prinzipieller Aufbau des Experimentes . . . . . . . . . . . . .
Inneres der CD-Kammer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
erster CAD-Entwurf des Strahlrohres, erstellt vom Konstruktionsbüro Feinmechanikwerkstatt, IKP Köln . . . . . . . . . .
Messtechnik des Strahlrohres, erstellt von O. Rudolph, IKP
Köln . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Aufbau des Experimentierplatzes, Teil 1 . . . . . . . . . . . .
Aufbau des Experimentierplatzes, Teil 2 . . . . . . . . . . . .
Aufbau des Experimentierplatzes, Teil 3 . . . . . . . . . . . .
Aufbau des Experimentierplatzes, Teil 4 . . . . . . . . . . . .
schematischer Aufbau einer Turbopumpe, aus [Pfe92] . . . . .
Inneres einer Getterpumpe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Vakuumtechnik am Strahlrohr, erstellt von O. Rudolph, IKP
Köln . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
elektrische Isolierung des Reaktionsbereiches . . . . . . . . . .
Isolierung der Targetkammer . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Schematischer Aufbau eines Sizilium-CD-Detektors . . . . . .
Schaltbild der Signalverarbeitung . . . . . . . . . . . . . . . .
Schaltbild der Triggerverarbeitung . . . . . . . . . . . . . . . .
Eichspektren des Sun 16 und Sun 14 . . . . . . . . . . . . . .
kalibriertes Energiespektrum der Triple-Alpha-Quelle des Streifen 20 von Sun 14 nach allen Optimierungen . . . . . . . . . .
Energiekorrelation zwischen benachbarten Ringen . . . . . . .
Gain, vor und nach der Strahlzeit bzw bei 99, 2 V und 60 V
Detektor-Spannungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Offset, vor und nach der Strahlzeit bzw bei 99,2V und 60V . .
Unterschiede zwischen den verschiedenen Gains . . . . . . . .
Unterschiede zwischen den verschiedenen Offsets . . . . . . . .
γ-Spektrum des Ge-detektors an der Targetkammer, Teil 1 . .
γ-Spektrum des Ge-detektors an der Targetkammer, Teil 2 . .
γ-Spektrum des Ge-detektors an der Targetkammer, Teil 3 . .
Abmessungen für Berechnung der Dopplerverschiebung . . . .
γ-Spektrum des Ge-detektors an der CD-Kammer, Teil 1 . . .
γ-Spektrum des Ge-detektors an der CD-Kammer, Teil 2 . . .
γ-Spektrum des Ge-detektors an der CD-Kammer, Teil 3 . . .
kalibriertes Energiespektrum aller Ringe . . . . . . . . . . . .
kalibriertes Energiespektrum aller Streifen . . . . . . . . . . .
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9
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47
Multiplizität der ansprechenden Ringe des DSSSD . . . . . . .
Multiplizitäten der ansprechenden Streifen des DSSSD . . . .
Energiespektren aller Ringsignale unter der Bedingung, dass
die Streifenmultiplizität gleich der Ringmultiplizität ist und
nur jeweils ein Signal ausgelesen wurde. . . . . . . . . . . . . .
Energiespektren aller Streifensignale unter der Bedingung, dass
die Streifenmultiplizität gleich der Ringmultiplizität ist und
nur jeweils ein Signal ausgelesen wurde . . . . . . . . . . . . .
Energiekorrelation zwischen den Energien der Streifen und den
Ringen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Kombinationen der Streifen- und Ringmultiplizitäten . . . . .
Energiespektrum aller Ringe unter den Analysebedingungen:
Streifenmultiplizität = Ringmultiplizität = 1 und gleicher Energienachweis innerhalb des Diagonalenbereiches von Abb. 38 . .
Gesamt-Streifen-Spektrum unter den Forderungen, dass Streifenmultiplizität = Ringmultiplizität = 1 und gleicher Energienachweis innerhalb des Diagonalenbereiches von Abb. 38. .
Neutronenzeitspektrum des ersten Neutronendetektors unter
Trigger 1 und unter den Forderungen, dass Streifenmultiplizität = Ringmultiplizität = 1 und Energiekorrelation von Ringund Streifensignal. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Zeitspektrum aller Neutronendetektoren(y-Achse) über den
Ringenergien . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Projektion von Abb. 43 zwischen den Zeitkanälen 2650-3050,
was einem Zeitbereich von 120 ns entspricht. . . . . . . . . . .
Projektion von Abb. 43 zwischen den Zeitkanälen 0-2650, was
einem Zeitbereich von weiteren 780 ns entspricht. . . . . . . .
Projektion von Zeitspektren der Neutronen über den Streifenspektren unter gleichen Bedingungen wie für die Ringe, zwischen den Zeitkanälen 2650-3050 (Zeitbereich von 120 ns). . . .
Projektion von Zeitspektren der Neutronen über den Streifenspektren unter gleichen Bedingungen wie für die Ringe, zwischen den Zeitkanälen 0-2650 (Zeitbereich von weiteren 780 ns)
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Tabellenverzeichnis
1
2
3
4
Isomere Übergänge aus 54 Ni von [Hoi06] . . . . . . . . . . .
Übersicht über die im Experiment digitalisierten Signale und
ihre Zuordnungen zu den ADC-/TDC-Kanälen . . . . . . . .
Mit PACE4 berechnete Endprodukte der Reaktion 32 S +24
Mg →56 Ni∗ bei Ebeam = 90 MeV . . . . . . . . . . . . . . .
Isomere an der CD-Kammer . . . . . . . . . . . . . . . . . .
64
.
8
. 33
. 42
. 46
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www.bl.physik.uni-muenchen.de/marabou/html/hpr
[Lis] Lise++, a simulation of fragment separators:
www.dnr080.jinr.ru/lise/lise.html
[Mac] MacroBrowser
www.bl.physik.uni-muenchen.de/marabou/html/gutils/MacroBrowser.html
[Mar] MARABOU Data Aquisition:
www.bl.physik.uni-muenchen.de/marabou/html/
[Mes] Hauptverstärker für DSSSD-Signale:
www.mesytec.com/silicon.html: Stm-16+
[Pac] Pace4-kinematics calculator, part of Lise++
[Rad] DSSSD-Hersteller: RADCON Ltd. Company, Zelenograd, Moskau
Reg., Russia
[Ris] RISING-Projekt:
www.aix.gsi.de/ wolle/EB-at-GSI/main.html
[Roo] Root - an object orientated data analysis framework:
http://root.cern.ch
[Tri] TRIVA5, Triggermodul:
www.gsi.de/informationen/wti/ee/elekt-entwicklung/triva5.html
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10
Danksagung
Die Erstellung dieser Diplomarbeit wäre ohne die Hilfe von vielen Menschen
nicht möglich gewesen. Ganz besonders möchte ich mich bedanken bei:
• Prof. Dr. Peter Reiter für die exzellente Betreuung der Diplomarbeit
• Tanja Kotthaus für die Einarbeitung in das Thema und die Hilfe bei
allen nur erdenklichen Problemen
• Astid Holler und Andreas Wendt, für eine gelungene Zusammenarbeit
und Bereitstellung exorbitanter Mengen Kaffee bzw. Tee
• meiner restlichen Arbeitsgruppe: Dr. Bart Bruyneel, Florian Finke,
Herbert Hess, Marijke Kalkühler, Daniel Lersch, Michael Seidlitz, Andreas Wiens für das Übernehmen von Schichten in Strahlzeiten
• der Kooperationsgruppe, der Nuclear Structure Group aus Lund, Schweden, unter der Leitung von Prof. Dr. Dirk Rudolph
• Dr. Jürgen Eberth, Dr. Christoph Fransen und Dr. Andrey Blazhev für
die Unterstützung bei technischen Problemen
• den Operateuren des Tandembeschleuniger: Otto Rudolph, Lothar Steinert, Uwe Werner
• der Feinmechanikwerkstatt unter der Leitung von Stefan Thiel
• der Elektronikwerkstatt unter der Leitung von Dr. Gheorghe Pascovici
• den Systemadministratoren: Benedikt Birkenbach, Martin Ebert, Stefan Heinze und Ralf Schulze für schnelle, unkomplizierte Hilfe in allen
Computerfragen
• den Sekretärinnen
• meiner Familie
• meinem Partner Marcus Bremer
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Erklärung
Ich erkläre hiermit, dass ich die vorliegende Diplomarbeit Suche nach isomerem Protonenzerfall in 54 Ni selbständig ohne die Hilfe Dritter und ohne
Benutzung anderer als der angegebenen Quellen und Hilfsmittel verfasst habe. Alle den Quellen wörtlich oder sinngemäß entnommenen Stellen sind als
solche einzeln kenntlich gemacht.
Diese Arbeit ist bislang keiner anderen Prüfungsbehörde vorgelegt worden
und auch nicht veröffentlicht.
Ich bin mir bewusst, dass eine falsche Erklärung rechtliche Folgen haben
wird.
Köln, den 31.12.2007
69